Parcijalne diferencijalne jednadˇzbe Skripta–radna verzijamapmf.pmfst.unist.hr/~skresic/PDJ/pdj_skripta_v3.pdfy)2 = 1, nelinearna jednadˇzba prvog reda, (1.10) u xu xxy+ xu y=

Parcijalne diferencijalne jednadzbe

Skripta–radna verzija

Sasa Kresic–Juric

Prirodoslovno–matematicki fakultet

Sveuciliste u Splitu

Sadrzaj

1 Uvodna razmatranja 3

1.1 Osnovni pojmovi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3

1.2 Linearne jednadzbe i princip superpozicije . . . . . . . . . . . . . . . 5

1.3 Klasicne jednadzbe matematicke fizike . . . . . . . . . . . . . . . . . 7

1.4 Elementarne tehnike . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9

1.5 Pocetni i rubni uvjeti . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12

1.6 Stabilnost rjesenja . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14

1.7 Zadaci . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17

2 Fourierov red 19

2.1 Razvoj funkcije u Fourierov red . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19

2.2 Konvergencija Fourierovog reda . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25

2.2.1 Konvergencija po tockama i Dirichletov teorem . . . . . . . . 25

2.2.2 Uniformna konvergencija . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29

3 Kvazi–linearne jednadzbe prvog reda 40

4 Klasifikacija jednadzbi drugog reda 44

4.1 Kanonski oblik hiperbolickih jednadzbi . . . . . . . . . . . . . . . . . 48

4.2 Kanonski oblik parabolickih jednadzbi . . . . . . . . . . . . . . . . . 51

4.3 Kanonski oblik eliptickih jednadzbi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53

5 Jednadzba provodenja topline 58

5.1 Princip maksimuma i jedinstvenost rjesenja . . . . . . . . . . . . . . . 58

5.2 Separacija varijabli za homogenu jednadzbu . . . . . . . . . . . . . . 64

1

SADRZAJ 2

5.3 Separacija varijabli za nehomogenu jednadzbu . . . . . . . . . . . . . 74

6 Valna jednadzba 80

6.1 Valno gibanje i d’Alembertovo rjesenje . . . . . . . . . . . . . . . . . 80

6.2 D’Alembertovo rjesenje za nehomogenu valnu jednadzbu . . . . . . . 85

6.3 Pocetno–rubni problem za valnu jednadzbu . . . . . . . . . . . . . . . 88

6.3.1 Separacija varijabli za homogenu jednadzbu . . . . . . . . . . 91

6.3.2 Separacija varijabli za nehomogenu jednadzbu . . . . . . . . . 100

7 Laplaceova jednadzba 104

7.1 Opca svojstva Laplaceove jednadzbe . . . . . . . . . . . . . . . . . . 105

7.2 Separacija varijabli za Laplaceovu jednadzbu . . . . . . . . . . . . . . 114

7.2.1 Pravokutne domene . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 115

7.2.2 Kruzne domene . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 122

7.2.3 Poissonova formula . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 124

Poglavlje 1

Uvodna razmatranja

1.1 Osnovni pojmovi

Parcijalne diferencijalne jednadzbe (PDJ) opisuju relacije izmedu nepoznate funkcije

u i njezinih parcijalnih derivacija. Ove jednadzbe su vrlo vazne u fizici i tehnici

jer modeliraju razlicite pojave u prirodi. U novije vrijeme parcijalne diferencijalne

jednadzbe nalaze primjene u biologiji, kemiji, racunalnim znanostima i ekonomiji.

Neka je u(x) = u(x1, x2, . . . , xn) funkcija n nezavisnih varijabli x1, x2, . . . , xn. Par-

cijalne derivacija oznacavamo sa

uxi=

∂u

∂xi

, uxixj=

∂2u

∂xi∂xj

, . . . (1.1)

Definicija 1.1 Kazemo da je funkcija u klase Ck na Ω, i pisemo u ∈ Ck(Ω), ako u

ima neprekidne parcijalne derivacije reda k na Ω.

Ako je u ∈ Ck(Ω), onda redoslijed u kojem se parcijalne derivacije racunaju nije

vazan. Primijetimo da u ∈ Ck(Ω) povlaci u ∈ Ck−1(Ω). Skup neprekidnih funkcija

na Ω oznacavamo sa C0(Ω).

Definicija 1.2 Parcijalna diferencijalna jednadzba je jednadzba oblika

F (x1, . . . , xn, u, ux1 , . . . , uxn , ux1x1 , ux1x2 , . . .) = 0 (1.2)

gdje je u = u(x1, x2, . . . , xn) nepoznata funkcija u nezavisnim varijablama x1, x2, . . . , xn.

3

POGLAVLJE 1. UVODNA RAZMATRANJA 4

Red parcijalne diferencijalne jednadzbe je red najvise derivacije koja se javlja u jed-

nadzbi. Parcijalne diferencijalna jednadzbe obicno promatramo na otvorenom pove-

zanom skupu Ω ⊆ Rn.

Definicija 1.3 Rjesenje parcijalne diferencijalne jednadzbe (1.2) reda k > 0 na skupu

Ω ⊆ Rn je funkcija u ∈ Ck(Ω) koja zadovoljava jednadzbu (1.2) u svakoj tocki skupa

Ω.

Ova rjesenja nazivamo klasicna ili jaka rjesenja. U primjenama su od interesa i tzv.

distribucijska i slaba rjesenja koja ovdje necemo razmatrati.

Primjer 1.1 Jednadzba

uxx − uyy = 0 (1.3)

je parcijalna diferencijalna jednadzba drugog reda. Lako se provjeri da su funkcije

u(x, y) = (x + y)3 i u(x, y) = sin(x − y) rjesenja jednadzbe (1.3) na skupu Ω = R2.

Primjer 1.2 Kortewe–de Vriesova jednadzba

ut + uxxx − 6uux = 0 (1.4)

modelira valove na vodi u plitkom kanalu. Provjerite da funkcija

u(x, t) =c

2sch2

[√2

2

(x − ct − x0

)], c > 0, x0 ∈ R (1.5)

zadovoljava jednadzbu (1.5) gdje je sch(x) = 2/(ex + e−x) hiperbolni sekans na skupu

Ω = R2. Ova funkcija opisuje solitonski val koji putuje bez disperzije brzinom c > 0.

Parcijalne diferencijalne jednadzbe mozemo grubo klasificirati prema sljedecim svoj-

stvima.

• Red jednadzbe

Osnovna podjela PDJ je prema redu jednadzbe. Opcenito se moze kazati da

sto je red jednadzbe veci to je jednadzbu teze rijesiti.

• Linearne i nelinearne jednadzbe


(a) Jednadzba (1.2) je linearna ako je F linearna funkcija u varijablama u

i svim njezinim parcijalnim derivacijama. U tom slucaju koeficijenti koji

mnoze u i njezine derivacije ovise samo o nezavisnim varijablama x1, . . . , xn.

(b) Jednadza je nelinearna ako nije linearna.

(c) Jednazba (1.2) je kvazi-linearna ako je F linearna u svim parcijalnim de-

rivacijama od u najviseg reda.

Na primjer, Eulerova jednadzba

xux + yuy = nu, n ∈ N, (1.6)

je linearna jednadzba prvog reda jer je linearna u varijablama ux i uy. Jednadzba

uxuxx + xuuy = sin(y) (1.7)

je kvazi-linearna jednadzba drugog reda jer je linearna u najvisoj derivaciji uxx. Jed-

nadzba

uxu2xx + xuuy = sin(y) (1.8)

je nelinearna jer clan u2xx nije linearan. Navedimo jos nekoliko primjera:

uuxy + ux = y, kvazilinearna jednadzba drugog reda, (1.9)

(ux)2 + (uy)

2 = 1, nelinearna jednadzba prvog reda, (1.10)

ux uxxy + xuy = sin(y), kvazilinearna jednadzba treceg reda, (1.11)

ut + uxxx − 6uux = 0, kvazilinearna jednadzba treceg reda. (1.12)

1.2 Linearne jednadzbe i princip superpozicije

Posebno ce nas zanimati linearne parcijalne diferencijalne jednadzbe drugog reda jer

ovaj tip jednadzbi ima vazne primjene u prirodnim i tehnickim znanostima. Klasicne

jednadzbe matematicke fizike kao sto su valna jednadzba, jednadzba provodenja to-

pline, Poissonova i Schrodingerova jednadzba su linearne jednadzbe drugog reda. Li-

nearna jednadzba drugog reda u n nezavisnih varijabli x1, x2, . . . , xn ima opci oblik

n∑

i,j=1

Aijuxixj+

n∑

i=1

Bixxi+ Fu = G (1.13)


gdje su Aij , Bi, F i G funkcije varijabli x1, x2, . . . , xn. Ako je u klasicno rjesenje

jednadzbe (1.13), onda je uxixj= uxjxi

pa se jednadzba (1.13) moze svesti na oblik

tako da je Aij = Aji. Diferencijalnoj jednadzbi (1.13) mozemo pridruziti diferencijalni

operator

L =n∑

i,j=1

Aij∂2

∂xi∂xj

+n∑

i=1

Bi∂

∂xi

+ F (1.14)

gdje je F operator mnozenja funkcijom F . Tada jednadzbu mozemo zapisati u kom-

paktnom obliku L[u] = G.

Definicija 1.4 Jednadzba L[u] = G je homogena ako je G = 0. U protivnom kazemo

da je jednadzba nehomogena.

Operator L je linearan jer vrijedi

L[α1u1 + α2u2] = α1L[u1] + α2L[u2], ∀α1, α2 ∈ R. (1.15)

Linearne jednadzbe imaju vazno svojstvo koje nazivamo princip superpozicije. Ako

su u1 i u2 rjesenja jednadzbi

L[u1] = G1, L[u2] = G2, (1.16)

onda je linearna kombinacija u = α1u1 + α2u2, αi ∈ R, rjesenje jednadzbe

L[u] = α1L[u1] + α2L[u2] = α1G1 + α2G2. (1.17)

U posebnom slucaju ako su u1, u2 rjesenja homogene jednadzbe L[u] = 0, onda je

svaka linearna kombinacija u = α1u1 + α2u2 rjesenje iste jednadzbe jer je L[α1u1 +

α2u2] = 0. Ovaj princip je narocito vazan u rjesavanju parcijalnih diferencijalnih

jednadzbi metodom separacije varijabli jer se opce rjesenje moze napisati kao line-

arna kombinacija nekih posebnih rjesenja. Ovu metodu cemo detaljnije razmatrati u

sljedecim poglavljima.

Primjer 1.3 Promotrimo jednadzbu

utt − uxx = 0. (1.18)


Lako se provjeri da su funkcije un(x, t) = sin(nt) cos(nx) rjesenja jednadzbe za svaki

n ∈ N. Stoga je svaka linearna kombinacija

u(x, t) =N∑

n=1

cn sin(nt) cos(nx), cn ∈ R, (1.19)

takoder rjesenje jednadzbe (1.18).

Primjer 1.4 Odredite rjesenje jednadzbe

uxx − uy = 18x + 8y (1.20)

koristeci princip superpozicije. Promotrimo dvije jednadzbe

uxx − uy = 18x, (1.21)

uxx − uy = 8y. (1.22)

Rjesenja ovih jednadzbi potrazimo u obliku u1 = u1(x) i u2 = u2(y), redom. Tada je

u′′1(x) = 18x i −u′

2(y) = 8y2 pa integracijom dobivamo

u1(x) = 3x3 + ax + b, u2(y) = −4y2 + c (1.23)

gdje su a, b, c ∈ R konstante integracije. Prema principu superpozicije, funkcija

u(x, y) = u1(x) + u2(y) = 3x3 − 4y2 + ax + d, (1.24)

gdje je d = b + c, daje rjesenje jednadzbe (1.20).

1.3 Klasicne jednadzbe matematicke fizike

Fundamentalni zakoni u prirodnim znanostima se cesto formuliraju u obliku parci-

jalnih diferencijalnih jednadzbi. Kada neka fizikalna velicina u = u(x, y, z, t) ovisi o

prostornim ili vremenskih promjenama od u, onda funkcija u zadovoljava parcijalnu

diferencijalnu jednadzbu. U vecini slucajeva to su linearne jednadzbe drugog reda

koje ovise o prostornim varijablama x, y i z i vremenskoj varijabli t. Navedimo neke

vazne jednadzbe matematicke fizike.


(1) Valna jednadzba. Valna gibanja u razlicitim medijima su opisana valnom jed-

nadzbom

utt − c2∇2u = 0 (1.25)

gdje je

∇2 =∂2

∂x2+

∂2

∂y2+

∂2

∂z2(1.26)

Laplaceov operator. Na primjer, ako je u(x, y, z, t) tlak zraka u tocki (x, y, z)

u trenutku t i c je brzina zvuka, onda jednadzba (1.25) opisuje sirenje zvucnih

valova. Ista jednadzba opisuje sirenje elektromagnetskih valova kada u predstavlja

skalarnu komponentu elektricnog ili magnetskog polja, a c je brzina svjetlosti.

(2) Jednadzba provodenja topline. Neka je u(x, y, z, t) temperatura homogenog

toplinski vodljivog tijela koji nema izvora topline. Tada funkcija u zadovoljava

jednadzbu provodenja topline

ut − k∇2u = 0 (1.27)

gdje je konstanta k > 0 toplinska vodljivost materijala. Ovu jednadzbu takoder

nazivamo difuzijska jednadzba jer opisuje difuzijske procese u tvarima.

(3) Laplaceova jednadzba. Ako je temperatura u toplinski vodljivom tijelu staci-

onarna, onda je ut = 0 pa se jednadzba provodenja topline svodi na Laplaceovu

jednadzbu

∇2u = 0. (1.28)

Ova jednadzba takoder opisuje distribuciju elektricnog potencijala u u prostoru

bez naboja.

Navedene jednadzbe predstavljaju tzv. kanonske ili standardne oblike parcijalnih

diferencijalnih jednadzbi drugog reda koje cemo detaljno proucavati u sljedecim po-

glavljima. Navedimo jos nekoliko jednadzbi drugog reda koje imaju vazne primjene

u fizici.

(4) Poissonova jednadzba

∇2u = ρ(x, y, z), (1.29)


(5) Helmholtzova jednadzba

∇2u + λu = 0, (1.30)

(6) Schrodingerova jednadzba

−~

2m∇2ψ + V (x, y, z)ψ = i~ψt. (1.31)

1.4 Elementarne tehnike

U jednostavnim slucajevima parcijalne diferencijalne jednadzbe se mogu rijesiti di-

rektnom integracijom ili uvodenjem novih varijabli. Ako jednadzba opisuje ponasanje

nekog fizikalnog sustava koji ima odredenu simetriju, na primjer ako je sustav inva-

rijantan na rotacije ili neku drugu transformaciju, onda se koristenjem simetrija jed-

nadzba moze pojednostavniti. Prisjetimo se da rjesenja obicnih diferencijalnih jed-

nadzbi ovise o proizvoljnim konstantama integracije. Slicno, opce rjesenje parcijalne

diferencijalne jednadzbe ovisi o proizvoljnim funkcijama koje se dobiju u postupku

integracije. Sljedeci primjeri ilustriraju ova svojstva parcijalnih diferencijalnih jed-

nadzbi.

Primjer 1.5 Odredite rjesenje jednadzbe

uyy = 2 (1.32)

za funkciju u = u(x, y). Integracijom po varijabli y dobivamo

uy =

∫2dy = 2y + f(x). (1.33)

Ponavljanjem postupka nalazima

u(x, y) =

∫(2y + f(x))dy = y2 + yf(x) + g(x) (1.34)

gdje su f(x) i g(x) proizvoljne funkcije. Da bi u bilo klasicno rjesenje jednadzbe

(1.32), f i g moraju biti funkcije klase C2.

Primjer 1.6 Odredite opce rjesenje PDJ

ux − uy = 0. (1.35)


Uvedimo nove varijable α = x + y i β = x − y. Tada je

∂u

∂x=

∂u

∂α

∂α

∂x+

∂u

∂β

∂β

∂x=

∂u

∂α+

∂u

∂β, (1.36)

∂u

∂y=

∂u

∂α

∂α

∂y+

∂u

∂β

∂β

∂y=

∂u

∂α−

∂u

∂β. (1.37)

Oduzimanjem dobivamo

ux − uy = 2uβ = 0. (1.38)

U novim varijablama jednadzba ima jednostavniji oblik

uβ = 0. (1.39)

Integracijom jednadzbe dobivamo

u = f(α) = f(x + y) (1.40)

gdje je f(α) proizvoljna C1 funkcija. Na primjer, svaka od funkcija en(x+y), sin(n(x+

y)) i cos(n(x + y)), n ∈ N, je rjesenje jednadzbe.

Primjer 1.7 Odredite opce rjesenje problema

uxx + cu = 0, (1.41)

gdje je u = u(x, t), za c > 0, c = 0 i c < 0. Obzirom da funkcija u(x, t) ovisi

o varijablama x i t, jednadzbu (1.41) mozemo promatriati kao obicnu diferencijalnu

jednadzbu u varijabli x koja ovisi o parametru t. Ako je c > 0, opce rjesenje je dano

sa

u(x, t) = C1(t) sin(√

cx) + C2(t) cos(√

cx) (1.42)

gdje su C1(t) i C2(t) proizvoljne funkcije klase C2. Slicno, za c = 0 imamo

u(x, t) = C1(t)x + C2(t), (1.43)

dok je za c < 0 rjesenje dano sa

u(x, t) = C1(t)e√

|c|x + C2(t)e−√

|c|x. (1.44)


Primjer 1.8 Odredite opce rjesenje jednadzbe

ux = u2 (1.45)

za funkciju u = u(x, y). Kao u prethodnom primjeru, jednadzbu (1.45) mozemo

promatrati kao obicnu diferencijalnu jednadzbu u varijabli x s parametrom y. Separi-

ranjem jednadzbe dobivamo u−2du = dx iz cega slijedi −u−1 = x + f(y). Dakle,

u(x, y) = −1

x + f(y)(1.46)

gdje je f(y) proizvoljna funkcija klase C1.

Sljedeci primjer ilustrira kako se simetrija problema moze koristiti za svodenje parci-

jalne diferencijalne jednadzbe na jednostavniji oblik.

Primjer 1.9 Odredite sferno simetricno rjesenje Laplaceove jednadzbe

uxx + uyy + uzz = 0. (1.47)

Trazeno rjesenje je invarijantno na grupu rotacija SO(3) pa ovisi samo o udaljenosti

tocke (x, y, z) od ishodista. Stoga u(x, y) trazimo u obliku

u = f(r), r =√

x2 + y2 + z2. (1.48)

Sada je

ux = f ′(r)∂r

∂x= f ′(r)

x

r, (1.49)

uxx =∂

∂x

(f ′(r)

)xr

+ f ′(r)∂

∂x

(xr

)(1.50)

= f ′′(r)(x

r

)2

+ f ′(r)(1

r−

x2

r3

). (1.51)

Zbog simerije funkcije u, preostale derivacije su dane analognim izrazima,

uyy = f ′′(r)(y

r

)2

+ f ′(r)(1

r−

y2

r3

), (1.52)

uzz = f ′′(r)(z

r

)2

+ f ′(r)(1

r−

z2

r3

). (1.53)


Zabrajanjem jednadzbi (1.51)-(1.53) dobivamo

uxx + uyy + uzz = f ′′(r) +2

rf ′(r) = 0. (1.54)

Uvedimo supstituciju g(r) = f ′(r). Tada je g′(r) + 2r−1g(r) = 0 sto povlaci g(r) =

Cr−2. Sada je

f(r) =

∫g(r)dr = −

C

r+ K (1.55)

gdje su C,K ∈ R proizvoljne konstante integracije. Dakle, sferno simetricno rjesenje

Laplaceove jednadzbe je dano sa

u(x, y, z) = −C

√x2 + y2 + z2

+ K. (1.56)

1.5 Pocetni i rubni uvjeti

Iz prethodnih razmatranja je ocigledno da parcijalne diferencijalne jednadzbe mogu

imati beskonacno mnogo rjesenja koja ovise o proizvoljnim funkcijama. Ako jed-

nadzba modelira fizikalnu pojavu, onda je potrebno imati jedinstveno rjesenje kako

bismo mogli predvidjeti ponasanje sustava. Stoga parcijalne diferencijalne jednadzbe

obicno promatramo zajedno sa zadanim rubnim i/ili pocetnim uvjetima koji rjesenje

cine jedinstvenim. Na konkretnim primjerima cemo ilustrirati parcijalne diferenci-

jalne jednadzbe s pripadajucim rubnim i pocetnim uvjetima i objasniti njihovo fizi-

kalno znacenje.

Promotrimo jednodimenzionalnu valnu jednadzbu

utt − c2uxx = 0, 0 < x < L, t > 0. (1.57)

gdje funkcija u(x, t) predstavlja amplitudu titranja u tocki x u trenutku t. Ova

jednadzba vrijedi pod pretpostavkom da nema disipativnih efekata i da se svaka tocka

giba okomito na os x. Titranje zice je dinamicki problem koji zahtijeva poznavanje

pocetnog polozaja i pocetne brzine zice u svakoj tocki x ∈ [0, L]. Stoga trazimo da

funkcija u zadvoljava pocetne uvjete

u(x, 0) = f(x), x ∈ [0, L], (1.58)

ut(x, 0) = g(x), x ∈ [0, L], (1.59)


gdje su f(x) pocetna amplituda, a g(x) pocetna brzina u tocki x. Rjesenje valne

jednadzbe takoder ovisi o rubnim uvjetima na krajevima zice. Ako je zica ucvrscena

u tockama x = 0 i x = L, onda u zadovoljava Dirichletove rubne uvjete

u(0, t) = u(L, t) = 0, t ≥ 0. (1.60)

Ako krajevi zice slobodno titraju okomito na os x, onda derivacija amplitude iscezava

u x = 0 i x = L pa u tom slucaju funkcija u zadovoljava Neumannove rubne uvjete

ux(0, t) = ux(L, t) = 0, t ≥ 0. (1.61)

Nadalje, ako je zica savijena u kruznicu tako da se tocka x = 0 preklapa s tockom

x = L, onda funkcija u zadovoljava periodicke uvjete

u(0, t) = u(L, t), (1.62)

ux(0, t) = ux(L, t), t ≥ 0. (1.63)

Rubni uvjeti takoder mogu biti kombinirani, na primjer u moze zadovoljavati Diric-

hletov uvjet u jednom kraju, a Neumannov uvjet u drugom kraju intervala.

Promotrimo sada Laplaceovu jednadzbu

uxx + uyy = 0, (x, y) ∈ Ω, (1.64)

na podrucju Ω ⊂ R2 koje je omedenom jednostavnom, zatvorenom, po dijelovima

glatkom krivuljom ∂Ω. Ako je poznata vrijednost funkcije u na rubu podrucja ∂Ω,

onda u zadovoljava Dirichletov rubni uvjet

u(x, y) = h(x, y), (x, y) ∈ ∂Ω. (1.65)

Ako je zadana normalna derivacija na krivulju ∂Ω, onda u zadovoljava Neumannov

rubni uvjet∂u

∂~n(x, y) = h(x, y), (x, y) ∈ ∂Ω, (1.66)

gdje je ~n jedinicni vektor normale na ∂Ω usmjeren prema van, a

∂u

∂~n= ∇u ∙ ~n (1.67)

je usmjerena derivacija u smjeru vektora ~n. U narednim poglavljima cemo vidjeti

da za svaki od navedenih rubnih i/ili pocetnih uvjeta postoji jedinstveno rjesenje

parcijalne diferencijalne jednadzbe.


1.6 Stabilnost rjesenja

U realnim problemima se pocetni i rubni uvjeti obicno odreduju mjerenjima pa te

velicine nisu poznate s potpunom tocnoscu. Pogreska u pocetnim ili rubnim uvjetima

tada uzrokuje pogresku u rjesenju jednadzbe koja ne mora biti mala. Nadalje, parci-

jalne diferencijalne jednadzbe na slozenim domenama se cesto rjesavaju numerickim

metodama pa diskretizacija jednadzbe utjece na tocnost rjesenja. Jedno od osnovnih

teorijskih pitanja jest da li je matematicki problem, koji se sastoji od parcijalne dife-

rencijalne jednadzbe zajedno s pocetnim ili rubnim uvjetima, dobro postavljen. Ovo

pitanje je formulirao francuski matematicar Jacques Hadamard (1865-1963). Prema

njegovoj definiciji problem je dobro postavljen ako zadovoljava sljedece uvjete:

(1) egzistencija: problem ima rjesenje,

(2) jedinstvenost: rjesenje je jedinstveno za zadane pocetne i/ili rubne uvjete,

(3) stabilnost: rjesenje kontinuirano ovisi o parametrima jednadzbe i rubnim ili

pocetnim uvjetima.

Kazemo da je parcijalna diferencijalna jednadzba stabilna ako male perturbacije

pocetnih ili rubnih uvjeta uzrokuju male promjene u rjesenju. U tom slucaju ce

dobiveno rjesenje biti dobra aproksimacija egzatknog rjesenja. Klasicne jednadzbe

matematicke fizike opisane u poglavlju 1.3 su dobro postavljeni problemi, dok se u

tehnici cesto susrecemo s jednadzbama koje nisu stabilne. Ilustrirajmo ove ideje na

sljedecim primjerima.

Laplaceova jednadzba

Objasnimo kako se formulira stabilnost Laplaceove jednadzbe na domeni Ω ⊂ R2,

uxx + uyy = 0, (x, y) ∈ Ω, (1.68)

s Dirichletovim rubnim uvjetom

u(x, y) = f(x, y), (x, y) ∈ ∂Ω. (1.69)

Neka su u1 i u2 rjesenja Laplaceove jednadzbe koja zadovoljavaju rubne uvjete u1(x, y) =

f1(x, y) i u2(x, y) = f2(x, y) za (x, y) ∈ ∂Ω. Kazemo da rjesenje kontinuirano ovisi o


rubnom uvjetu (1.69) ako za svaki ε > 0 postoji δ > 0 takav da

sup(x,y)∈∂Ω

|f1(x, y) − f2(x, y)| < δ ⇒ sup(x,y)∈Ω

|u1(x, y) − u2(x, y)| < ε, (1.70)

gdje je Ω = Ω∪∂Ω zatvarac skupa Ω. Rjesenja koja ispunjavaju ovaj uvjet se nazivaju

stabilna rjesenja. Drugim rijecima, rjesenje u je stabilno ako mala promjena rubnog

uvjeta na krivulji ∂Ω uzrokuje malu promjenu rjesenja na skupu Ω.

Hadamardov primjer

Sljedeci primjer ilustrira da za pogresno postavljene rubne uvjete rjesenje Laplace-

ove jednadzbe ne mora biti stabilno. U tom slucaju kazemo da problem nije dobro

postavljen. Promotrimo jednadzbu

uxx + uyy = 0, (x, y) ∈ R2 (1.71)

s rubnim uvjetima na pravcu y = 0:

u(x, 0) = f(x), uy(x, 0) = g(x). (1.72)

Neka je v(x, y) rjesenje iste jednadzbe uz modificirane rubne uvjete

v(x, 0) = f(x), vy(x, 0) = g(x) +1

nsin(nx). (1.73)

Ocigledno je da se za dovoljno veliki n > 0 razlika u rubnim uvjetima moze napraviti

proizvoljno malom jer je

supx∈R

(|v(x, 0) − u(x, 0)| + |vy(x, 0) − uy(x, 0)|

)=

1

nsupx∈R

| sin(nx)| ≤1

n. (1.74)

Medutim, razlika u pripadnim rjesenjima na domeni R2 je velika bez obzira na vrijed-

nost parametra n. Definirajmo funkciju w = v − u. Tada w zadovoljava Laplaceovu

jednadzbu

wxx + wyy = 0 (1.75)

s rubnim uvjetima

w(x, 0) = 0, wy(x, 0) =1

nsin(nx). (1.76)


Slika 1.1: Graf funkcije w(x, y) = 1n2 sh(ny) sin(nx) za n = 2.

Lako se provjeri da je rjesenje problema (1.75)-(1.76) dano s

w(x, y) =1

n2sh(ny) sin(nx). (1.77)

Funkcija sh(ny) nije ogranicena na R jer |sh(yn)| → ∞ kada y → ±∞. Stoga za

svaki x ∈ R takav da je sin(nx) 6= 0 vrijedi da

|w(x, y)| → ∞ kada y → ±∞. (1.78)

Ovo pokazuje da funkcija w = v − u nije ogranicena na R2. Graf funkcije w prikazan

je na slici (1.1). Zakljucujemo da, iako se razlika u pocetnim uvjetima moze napraviti

proizvoljno malom za dovoljno veliki n > 0, pripadna rjesenja se znatno razlikuju

kada je |y| dovoljno velik. Stoga problem (1.71)-(1.72) nije dobro postavljen.


Obrnuta jednadzba provodenja topline

Promotrimo sada jednazbu

ut + uxx = 0, −∞ < x < ∞, t > 0, (1.79)

u(x, 0) = 1. (1.80)

Ova jednadzba se dobiva tako da u jednadzbi provodenja topline ut−uxx = 0 varijablu

t zamijenimo varijablom −t. Neka je v(x, t) rjesenje jednadzbe (1.79) uz pocetni uvjet

v(x, 0) = 1 +1

nsin(nx). (1.81)

Lako se provjeri da su rjesenja u(x, t) i v(x, t) dana sa

u(x, t) = 1, v(x, t) = 1 +1

nen2t sin(nx). (1.82)

Razliku u pocetnim uvjetima mozemo ucini proizvoljno malom jer je

supx∈R

|u(x, 0) − v(x, 0)| =1

nsupx∈R

| sin(nx)| ≤1

n. (1.83)

Medutim, razlika rjesenja w = v − u nije ogranicena na R2 jer

|w(x, t)| =1

nen2t| sin(nx)| → ∞ kada t → ∞ (1.84)

za svaki x takav da je sin(nx) 6= 0. Dakle, obrnuta jednadzba provodenja topline

zajedno s rubnim uvjetom (1.80) nije dobro postavljen problem.

1.7 Zadaci

1. Pokazite da jednadzba uxy + ux = 0 ima opce rjesenje

u(x, y) = D(x)e−y + E(y). (1.85)

Uputa: koristite supstituciju v = ux.

2. Odredite konstante a i b tako da funkcija u(x, y) = f(ax + by) bude rjesenje

jednadzbe

ux + 3uy = 0. (1.86)


3. Rijesite jednadzbu

uxx + uyy = 5ex−2y. (1.87)

Uputa: pretpostavite rjesenje u obliku u(x, y) = Ceax+by.

4. Rijesite sustav jednadzbi

ux = 3x2y + y, (1.88)

uy = x3 + x. (1.89)

5. Pokazite da jednadzba

ut + uxx = 0, 0 < x < L, t > 0, (1.90)

u(0, t) = u(L, t) = 0, t ≥ 0, (1.91)

u(x, 0) = f(x), 0 ≤ x ≤ L, (1.92)

nije dobro postavljen problem. Uputa: provjerite da je

vn(x, t) =1

nen2t sin

(nπx

L

)(1.93)

rjesenje problema vt+vxx = 0, v(0, t) = v(L, t) = 0, v(x, 0) = (1/n) sin(nπx/L).

Poglavlje 2

Fourierov red

2.1 Razvoj funkcije u Fourierov red

Fourierova analiza se bavi razvojem funkcija u trigonometrijske redove. Joseph Fo-

urier (1768–1830), francuski matematicar i inzenjer, je uveo trigonometrijske redove

kao metodu rjesavanja parcijalnih diferencijalnih jednadzbi koje modeliraju valna gi-

banja i prijenos topline u tvarima. Danas Fourierova analiza ima veliku vaznost u

primjenama na razlicite probleme u fizici i tehnici. Takoder, veliki dio moderne ana-

lize je rezultat pokusaja da se Foureirovi redovi formuliraju na strogim matematickim

osnovama. U ovom poglavlju izlozit cemo neke rezultate iz teorije Fourierovih redova

koji su nam potrebni za daljnje proucavanje materije.

Neka je f : [−L,L] → R funkcija definirana na simetricnom intervalu [−L,L].

Zanima nas moze li se f prikazati u obliku trigonometrijskog reda

f(x) =a0

2+

∞∑

n=1

[an cos

(nπx

L

)+ bn sin

(nπx

L

)]. (2.1)

Ovdje je potrebno odgovoriti na sljedeca pitanja:

(1) Je li prikaz pomocu reda (2.1) moguc?

(2) Na koji nacin mozemo odrediti koeficijente an i bn?

(3) Kako red (2.1) konvergira ka funkciji f : po tockama, uniformno ili u nekom

drugom smislu?

19

POGLAVLJE 2. FOURIEROV RED 20

Na drugo pitanje je lako odgovoriti ako pretpostavimo da red (2.1) konvergira uni-

formno ka f na skupu [−L,L]. Primijetimo da funkcije

1, sin(nπx

L

), cos

(nπx

L

), n = 1, 2, 3, . . . (2.2)

zadovoljavaju relacije ortogonalnosti∫ L

−L

1 ∙ cos(nπx

L

)dx =

∫ L

−L

1 ∙ sin(nπx

L

)dx = 0, (2.3)

∫ L

−L

sin(mπx

L

)sin(nπx

L

)dx = L δnm, (2.4)

∫ L

−L

cos(mπx

L

)cos(nπx

L

)dx = L δnm, (2.5)

∫ L

−L

sin(mπx

L

)cos(nπx

L

)dx = 0, n,m ≥ 1 (2.6)

gdje je δnm Kroneckerov simbol definiran sa

δij =

0, i 6= j,

1, i = j,(2.7)

Relacije (2.3)–(2.6) se lako pokazu koristenjem identiteta za pretvorbu umnoska u

zbroj trigonometrijskih funkcija. Integracijom jednadnakosti (2.1) dobivamo∫ L

−L

f(x)dx =a0

2

∫ L

−L

dx +∞∑

n=1

[

an

∫ L

−L

cos(nπ

Lx)dx + bn

∫ L

−L

sin(nπ

Lx)dx

]

= a0L

(2.8)

sto povlaci

a0 =1

L

∫ L

−L

f(x)dx. (2.9)

Ovdje smijemo zamijeniti sumu i integral pod pretpostavkom da red (2.1) unifor-

mno konvergira. Mnozenjem jednakosti (2.1) sa cos(mπx/L) i primjenom relacije

ortogonalnosti (2.6) dobivamo∫ L

−L

f(x) cos(mπ

Lx)

=a0

2

∫ L

−L

cos(mπ

Lx)dx

+∞∑

n=1

[

an

∫ L

−L

cos(nπ

Lx)cos(mπ

Lx)dx + bn

∫ L

L

sin(nπ

Lx)cos(mπ

Lx)dx

]

= amL. (2.10)


Dakle,

am =1

L

∫ L

−L

f(x) cos(mπ

Lx)dx, m ≥ 1. (2.11)

Slicnom procedurom dobivamo

bm =1

L

∫ l

−L

f(x) sin(mπ

Lx)dx, m ≥ 1. (2.12)

Primijetimo da je konstantni clan u redu (2.1) definiran ako a0/2 kako bi se izrazi za

a0 i am mogli napisati pomocu iste formule

am =1

L

∫ L

−L

f(x) cos(mπ

Lx)dx, m ≥ 0. (2.13)

Definicija 2.1 (Fourierov red) Trigonometrijski red

a0

2+

∞∑

n=1

[an cos

(nπx

L

)+ bn sin

(nπx

L

) ](2.14)

gdje su

an =1

L

∫ L

−L

f(x) cos(nπx

L

)dx, n = 0, 1, 2, . . . (2.15)

bn =1

L

∫ L

−L

f(x) sin(nπx

L

)dx, n = 1, 2, 3, . . . (2.16)

se naziva Fourierov red funkcije f na intervalu [−L,L], a an i bn se nazivaju Fouri-

erovi koeficijenti.

Obzirom da suma Fourierovog reda (2.14) ne mora biti jednaka vrijednosti funkcije u

svakoj tocki x ∈ [−L,L], Fouurierov red cemo oznaciti sa f(x). Koeficijenti an i bn su

dobro definirani za svaku integrabilnu funkciju f na skup [−L,L] cak i ako red (2.14)

ne konvergira ka f . Velika klasa funkcija za koju integrali (2.15)–(2.16) postoje su po

dijelovima neprekidne funkcije. One cine dovoljno siroku klasu funkcija za primjenu

Fourierovih redova na razlicite probleme. Mi cemo se u daljnjem tekstu ograniciti na

Fourierove redove po dijelovima neprekidnih funkcija.

Definicija 2.2 Funkcija f : [a, b] → R je po dijelovima neprekidna na [a, b] ako

(i) f je neprekidna osim eventualno u konacno mnogo tocaka u [a, b],


(ii) limx→x+0

f(x) i limx→x−0

f(x) postoje u svakoj tocki prekida x0 ∈ (a, b),

(iii) u rubnim tockama postoje limesi limx→a+ f(x) i limx→b− f(x).

Prije nego razmotrimo pitanje konvergencije Fourierovog reda, promotrimo neko-

liko elementarnih primjera. Pri racunanju Fourierovih koeficijenata korisno je uociti

da vrijede sljedeca pravila:

(i) ako je f : [−L,L] → R neparna funkcija, onda je∫ L

−L

f(x)dx = 0, (2.17)

(ii) ako je f : [−L,L] → R parna funkcija, onda je∫ L

−L

f(x)dx = 2

∫ L

0

f(x)dx. (2.18)

Primjer 2.1 Odredimo Fourierov red funkcije f(x) = x na intervalu [−L,L].

Za Fouerierove koeficijente an dobivamo

an =1

L

∫ L

−L

x cos(nπx

L

)dx = 0, n ≥ 0, (2.19)

jer je x cos(nπx/L) neparna funkcija. Odredimo sada koeficijente bn:

bn =1

L

∫ L

−L

x sin(nπx

L

)dx =

2

L

∫ L

0

x sin(nπx

L

)dx (2.20)

=2

L

[

−Lx

nπcos(nπx

L

)+( L

nπ

)2

sin(nπx

L

)]∣∣∣∣∣

L

0

(2.21)

= −2L

nπcos(nπ), n ≥ 1. (2.22)

Kako je cos(nπ) = (−1)n, imamo

bn =2L

nπ(−1)n+1. (2.23)

Dakle, Fourierov red funkcije f(x) = x ima oblik

f(x) =2L

π

∞∑

n=1

(−1)n+1 1

nsin(nπx

L

)

=2L

π

[

sin(πx

L

)−

1

2sin(2πx

L

)+

1

3sin(3πx

L

)− ∙ ∙ ∙

]

(2.24)


1.0 0.5 0.5 1.0

1.0

0.5

0.5

1.0

(a) N = 5

1.0 0.5 0.5 1.0

1.0

0.5

0.5

1.0

(b) N = 15

Slika 2.1: Razvoj funkcije f(x) = x u Fourierov red.

Slika 2.1 prikazuje parcijalne sume reda s N = 5 i N = 15 clanova. Primijetimo

da suma Fourierovog reda u tockama x = ±L nije jednaka vrijednosti funkcije. U

tockama x ∈ (−L,L) Fourierov red konvergira ka f(x) sto se moze naslutiti iz slike 2.1

(b). Medutim, konvergencija je “sporija” sto je tocka x blize rubovima intervala ±L.

Interesantno je primijetiti sljedecu cinjenicu. Za L = π izraz (2.24) ima jednostavniji

oblik

f(x) = 2(

sin(x) −1

2sin(2x) +

1

3sin(3x) − ∙ ∙ ∙

). (2.25)

Ako uvrstimo x = π/2, onda je f(π/2) = π/2 pa dobivamo Gregoryev red

π

4= 1 −

1

3+

1

5−

1

7+

1

9− ∙ ∙ ∙ (2.26)

pomocu kojeg racunamo aproksimacije broja π. �

Primjer 2.2 Odredite Fourierov red funkcije f(x) = x2 − 1 na intervalu [−1, 1].

Odredimo Fourierove koeficijente an:

a0 =

∫ 1

−1

(x2 − 1)dx = −4

3, (2.27)

an =

∫ 1

−1

(x2 − 1) cos(nπx)dx =

∫ 1

−1

x2 cos(nπx)dx −∫ 1

−1

cos(nπx)dx

=1

(nπ)3

[2nπx cos(nπx) +

((nπx)2 − 2

)sin(nπx)

]∣∣∣1

−1−

1

nπsin(nπx)

∣∣∣1

−1

=4

(nπ)2cos(nπ) =

4(−1)n

(nπ)2, n ≥ 1. (2.28)


1.0 0.5 0.5 1.0

1.0

0.8

0.6

0.4

0.2

(a) N = 2

1.0 0.5 0.5 1.0

1.0

0.8

0.6

0.4

0.2

(b) N = 6

Slika 2.2: Razvoj funkcije f(x) = x2 − 1 u Fourierov red.

Funkcija (x2 − 1) sin(nπx) je neparna pa je

bn =

∫ 1

−1

(x2 − 1) sin(nπx)dx = 0, n ≥ 1. (2.29)

Stoga je Fourierov red funkcije f dan sa

f(x) = −2

3+

4

π2

∞∑

n=1

(−1)n

n2cos(nπx)

= −2

3+

4

π2

(

− cos(πx) +1

4cos(2πx) −

1

9cos(3πx) + ∙ ∙ ∙

)

(2.30)

Paricijalne sume reda s N = 2 i N = 6 clanova su prikazane na slici 2.2. Primijetimo

da ovaj red konvergira brze od reda u prethodnom primjeru jer se dobra aproksima-

cija funkcije postize sa samo N = 6 clanova. Takoder, slika 2.2 (b) sugerira da red

konvergira podjednako brzo na cijelom intervalu [−1, 1]. �

Navedeni primjeri pokazuju da razvoj funkcije u Fourierov red ima smisla. Iz primjera

takoder uocavamo da suma Fourierovog reda ne moga biti jednaka vrijednosti funkcije

u svim tockama. Stoga je potrebno poblize prouciti uvjete pod kojima i na koji nacin

Fourierov red konvergira ka zadanoj funkciji.


2.2 Konvergencija Fourierovog reda

Problem konvergencije Fourierovog reda je vrlo slozen. Na primjer, moze se poka-

zati da postoji neprekidna funkcija ciji Fourierov red divergira u svim racionalnim

tockama. Kolmogorov je oko 1930. godine pokazao da postoji integrabilna funkcija

(u Lebesgueovom smislu) ciji Fourierov red divergira svugdje. Ocigledno je da cak

i ako Fourierov red svugdje konvergira, ne mora konvergirati ka funkciji f u svakoj

tocki. Doista, ako vrijednost funkcije promijenimo u konacno mnogo tocaka, onda

Fourierovi koeficijenti pa time i Fourierov red ostaju isti.

2.2.1 Konvergencija po tockama i Dirichletov teorem

Jedan od centralnih rezultata o konvergenciji Fourierovog reda je Dirichletov teorem.

U daljenjem tekstu koristimo sljedece oznake za jednostrane limese:

f(x−0 ) = lim

x→x−0

f(x), f(x+0 ) = lim

x→x+0

f(x). (2.31)

Funkcija f je neprekidna u tocki x0 ako i samo ako je f(x−0 ) = f(x+

0 ) = f(x0).

Definicija 2.3 Funkcija f je po dijelovima C1 na intervalu [a, b] ako su f i f ′ po

dijelovima neprekidne na [a, b].

Primjer 2.3 Promotrimo sljedecu funkciju:

f(x) =

−1, −1 ≤ x < 0,

2, x = 0,

x2, 0 < x ≤ 1.

(2.32)

Funkcije f i f ′ su neprekidne na skupu (−1, 0) ∪ (0, 1). Nadalje, f ima prekid prve

vrste u x = 0 jer je f(0+) = 0 i f(0−) = −1. Derivacija f ′ nije definirana u

x = −1, 0, 1, ali jednostrani limesi u ovim tockama postoje i vrijedi f ′(−1+) = 0,

f ′(1−) = 1 i f ′(0−) = f ′(0+)=0. Dakle, f je po dijelovima C1 na [−1, 1].

Grubo govoreci, po dijelovima C1 funkcije predstavljaju minimalno prosirenje pros-

tora neprekidnih funkcija za koje Fourierov red konvergira ka f . U ovom slucaju moze

se pokazati sljedeci rezultat koji navodimo bez dokaza.


Slika 2.3: Funkcija (2.32) je po dijelovima C1 na [−1, 1].

Teorem 2.1 (Dirichletov teorem) Neka je f po dijelovima C1 funkcija na [−L,L]

i neka je f Fourierov red funkcije f . Tada je

(i) f(x0) = f(x0) ako je f neprekidna u tocki x0 ∈ (−L,L),

(ii) f(x0) = 12

[f(x+

0 ) + f(x−0 )]

ako f ima prekid u tocki x0 ∈ (−L,L),

(iii) f(±L) = 12

[f(−L+) + f(L−)

].

Prema ovom teoremu, ako f ima prekid u x0, onda je f(x0) jednako srednjoj vri-

jednosti jednostranih limesa u x0. Suma Fourierovog reda u rubnim tockama ±L se

takoder moze interpretirati kao srednja vrijednost jednostranih limesa ako interval

[−L,L] savijemo u kruznicu i identificiramo tocke −L i L.

Ilustrirajmo Dirichletov teorem na primjeru step funkcije

f(x) =

0, −1 ≤ x < 0,

1, 0 < x ≤ 1.(2.33)


1.0 0.5 0.5 1.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

Slika 2.4: Fourierov red step funkcije (2.33).

prikazane na slici 2.4. Funkcija f je ocigledno po dijelovima C1 na intervalu [−1, 1].

Fourierovi koeficijenti su dani sa

a0 =

∫ 1

0

dx = 1, (2.34)

an =

∫ 1

0

cos(nπx)dx =sin(nπ)

nπ= 0, n ≥ 1, (2.35)

bn =

∫ 1

0

sin(nπx)dx =1

nπ

(1 − (−1)n

)=

0, n = 2k,

2nπ

, n = 2k + 1.(2.36)

Stoga je

f(x) =1

2+

2

π

∞∑

k=0

1

2k + 1sin((2k + 1)πx)

). (2.37)

Suma reda (2.37) u x = 0 je jednaka f(0) = 1/2. S druge strane, f(0−) = 0 i

f(0+) = 1 pa je

f(0) =1

2

[f(0−) + f(0+)

](2.38)

u skladu s Dirichletovim teoremom. Takoder, na rubovima intervala imamo

f(±1) =1

2

[f(−1+) + f(1−)

](2.39)


jer je f(±1) = 1/2. Pokazimo da red ne konvergira uniformno na [−1, 1]. Razlog

tome je prekid funkcije u tocki x = 0. Oznacimo sa SN (x) N -tu parcijalnu sumu

Fourierovog reda (2.37),

SN(x) =1

2+

2

π

N∑

k=1

1

2k + 1sin((2k + 1)πx)

). (2.40)

Funkcija SN (x) je neprekidna i SN (0) = 1/2 pa za ε = 1/4 postoji δ > 0 takav da

|x − 0| < δ ⇒∣∣∣SN (x) −

1

2

∣∣∣ <

1

4. (2.41)

Posebno, za 0 < x < δ iz (2.41) slijedi

1

4< SN(x) <

3

4. (2.42)

S druge strane, f(x) = 1 za 0 < x < δ pa imamo

|SN (x) − f(x)| > f(x) − SN (x) > 1 −3

4=

1

4. (2.43)

Odavde zakljucujemo da je

1

4< |SN (x) − f(x)| za sve 0 < x < δ, N ≥ 1, (2.44)

sto povlaci

supx∈[−1,1]

|SN(x) − f(x)| ≥1

4za svaki N ≥ 1. (2.45)

Dakle, konvergencija reda nije uniformna na skupu [−1, 1].

Primjer 2.4 Odredimo Fourierov red funkcije f(x) = |x| na intervalu [−π, π].

Ova funkcija je po dijelovima C1 na [−π, π] i neprekidna na [−π, π]. Za Fourierove

koeficijente nalazimo

a0 =1

π

∫ π

−π

|x|dx =2

π

∫ π

0

xdx = π, (2.46)

an =1

π

∫ π

−π

|x| cos(nx)dx =2

π

∫ π

0

x cos(nx)dx

=2

π

[x sin(nx)

n

∣∣∣∣∣

π

0

−∫ π

0

sin(nx)

ndx

]

=2

π

cos(nx)

n2

∣∣∣∣∣

π

0

=2

π

(−1)n − 1

n2, n ≥ 1. (2.47)


3 2 1 1 2 3

0.5

1.0

1.5

2.0

2.5

3.0

Slika 2.5: Razvoj funkcije f(x) = |x| u Fourierov red.

Kako je f(x) = |x| parna funkcija, to je

bn =1

π

∫ π

−π

|x| sin(nx)dx = 0, n ≥ 1. (2.48)

Stoga Fourierov red ima oblik

f(x) =π

2+

2

π

∞∑

n=1

(−1)n − 1

n2cos(nx)

=π

2−

4

π

∞∑

n=0

1

(2n + 1)2cos((2n + 1)x

). (2.49)

(vidi sliku 2.5). Obzirom da je f neprekidna na [−π, π], prema Dirichletovom teoremu

je f(x) = f(x) za svaki x ∈ [−π, π]. Primijetimo da je f(0) = f(0) = 0 pa iz relacije

(2.49) dobivamo sumu reda∞∑

n=0

1

(2n + 1)2=

π2

8. (2.50)

�

2.2.2 Uniformna konvergencija

U mnogim primjenama Fourierovih redova pozeljno je da red konvergira uniformno.

Vaznost uniformne konvergencije cemo posebno vidjeti kod konstrukcije rjesenja par-

cijalnih diferencijalnih jednadzbi metodom separacije varijabli. Na primjeru step


funkcije (2.33) uocavamo da je neprekidnost nuzan uvjet za uniformnu konvergenciju

Fourierovog reda. U ovom poglavlju cemo dokazati da uz neke dodatne uvjete na

funkciju f Fourierov red konvergira uniformno ka f . Za dokaz ove tvrdnje potrebni

su nam sljedeci rezultati.

Propozicija 2.1 (Cauchy–Schwartzova nejednakost) Neka su zi, wi kompleksni

brojevi za 1 ≤ i ≤ n. Tada je∣∣∣∣∣

n∑

i=1

ziwi

∣∣∣∣∣≤

√√√√

n∑

i=1

|zi|2

√√√√

n∑

i=1

|wi|2. (2.51)

Dokaz. Definirajmo a =∑n

i=1 ziwi. Tada za svaki realni broj λ imamo

0 ≤n∑

i=1

|zi − λawi|2 =

n∑

i=1

(zi − λawi)(zi − λawi)

=n∑

i=1

zizi − λn∑

i=1

awizi − λn∑

i=1

ziawi + λ2aan∑

i=1

wiwi

=n∑

i=1

|zi|2 − 2λ|a|2 + λ2|a|2

n∑

i=1

|wi|2. (2.52)

Izraz (2.52) je kvadratni polinom p(λ) u varijabli λ za koji vrijedi p(λ) ≥ 0. Stoga

diskriminanta polinoma

Δ =(−2|a|2

)2− 4

(

|a|2n∑

i=1

|wi|2

)(n∑

i=1

|zi|2

)

(2.53)

mora zadovoljavati Δ ≤ 0. Ako je a = 0, onda je uvjet trivijalno zadovoljen. Ako je

a 6= 0, onda dijeljenjem s |a|2 6= 0 iz uvjeta Δ ≤ 0 dobivamo

|a|2 ≤n∑

i=1

|zi|2

n∑

i=1

|wi|2, (2.54)

odnosnon∑

i=1

|ziwi| ≤

√√√√

n∑

i=1

|zi|2

√√√√

n∑

i=1

|wi|2. (2.55)

�

Cauchy–Schwartzova nejednakost je mozda najvaznija nejednakost u matematickoj

analizi. Posebno je vazna njezina generalizacija na unitarne prostore.


Teorem 2.2 (Besselova nejednakost) Neka je f : [−L,L] → R po dijelovima ne-

prekidna funkcija i neka su

an =1

L

∫ L

−L

f(x) cos(nπx

L

)dx, n ≥ 0, (2.56)

bn =1

L

∫ L

−L

f(x) sin(nπx

L

)dx, n ≥ 1. (2.57)

Tada vrijedi

1

2a2

0 +N∑

n=1

(a2n + b2

n) ≤1

L

∫ L

−L

f 2(x)dx (2.58)

za svaki N ≥ 1.

Dokaz. Neka je

SN(x) =a0

2+

N∑

n=1

(an cos

(nπx

L

)+ bn sin

(nπx

L

))(2.59)

N–ta parcijalna suma Fouerirovog reda. Kvadriranjem dobivamo

0 ≤∫ L

−L

(f(x) − SN(x)

)2dx =

∫ L

−L

f 2(x)dx − 2

∫ L

−L

f(x)SN (x)dx +

∫ L

−L

S2N (x)dx.

(2.60)

Iz definicije Fourierovih koeficijenata izravnim racunom dobivamo∫ L

−L

f(x)SN (x)dx =

∫ L

−L

f(x)

[1

2a0 +

N∑

n=1

(an cos

(nπx

L

)+ bn sin

(nπx

L

))]

dx

=1

2a0

∫ L

−L

f(x)dx +N∑

n=1

[

an

∫ L

−L

f(x) cos(nπx

L

)dx + bn

∫ L

−L

f(x) sin(nπx

L

)dx

]

= L(1

2a2

0 +N∑

n=1

(a2n + b2

n)). (2.61)

Nadalje, relacije ortogonalnosti (2.3)-(2.6) povlace da je

∫ L

−L

S2N(x)dx =

∫ L

−L

SN (x)

[1

2a0 +

N∑

n=1

(an cos

(nπx

L

)+ bn sin

(nπx

L

))]

dx

=1

2a0

∫ L

−L

SN (x)dx +N∑

n=1

[

an

∫ L

−L

SN (x) cos(nπx

L

)dx + bn

∫ L

−L

SN (x) cos(nπx

L

)dx

]

= L(1

2a2

0 +N∑

n=1

(a2n + b2

n)). (2.62)


Sada supstitucijom (2.61) i (2.62) u (2.60) dobivamo

0 ≤∫ L

−L

f 2(x)dx − L(1

2a2

0 +N∑

n=1

(a2n + b2

n)), (2.63)

iz cega odmah slijedi

1

2a2

0 +N∑

n=1

(a2n + b2

n) ≤1

L

∫ L

−L

f 2(x)dx. (2.64)

�

Nejednakost (2.64) vrijedi za svaki N ≥ 1 pa zakljucujemo da je

1

2a2

0 +∞∑

n=1

(a2n + b2

n) ≤1

L

∫ L

−L

f 2(x)dx. (2.65)

Za svaku kvadratno integrabilnu funkciju moze pokazati da vrijedi Parsevalova jed-

nakost1

2a2

0 +N∑

n=1

(a2n + b2

n) =1

L

∫ L

−L

f 2(x)dx. (2.66)

Kako su po dijelovima neprekidne funkcije kvadratno integrabilne, njihovi Fourierovi

koeficijenti zadovoljavaju jednakost (2.66). Dokaz Parsevalove jednakosti prelazi ok-

vire ovog teksta jer zahtijeva poznavanje teorije Hilbertovih prostora. Parsevalova

jednakost je korisna za sumiranje redova, kako ilustrira sljedeci primjer.

Primjer 2.5 Odredite sumu reda∑∞

n=11n2 . Prisjetimo se da funkcija f(x) = x,

x ∈ [−L,L], u primjeru 2.1 ima Fourierove koeficijente an = 0 za svaki n ≥ 0 i

bn =2L

nπ(−1)n+1, n ≥ 1, (2.67)

Stoga iz relacije (2.66) dobivamo

∞∑

n=1

(2L

nπ

)2

=1

L

∫ L

−L

x2dx =2

3L2 (2.68)

sto povlaci∞∑

n=1

1

n2=

π2

6. (2.69)


Izravna posljedica Besselove nejednakosti je

Teorem 2.3 (Riemann-Lebesgueova lema) Neka je f : [−L,L] → R po dijelo-

vima neprekidna funkcija. Onda za Fourierove koeficijente vrijedi

limn→∞

an =1

Llim

n→∞

∫ L

−L

f(x) cos(nπx

L

)= 0, (2.70)

limn→∞

bn =1

Llim

n→∞

∫ L

−L

f(x) sin(nπx

L

)= 0. (2.71)

Dokaz. Besselova nejednakost implicira da∑∞

n=1(a2n + b2

n) konvergira pa iz nuznog

uvjeta za konvergenciju reda slijedi limn→∞ a2n = limn→∞ b2

n = 0. Stoga je limn→∞ an =

limn→∞ bn = 0. �

Sada mozemo pokazati nas glavni rezultat.

Teorem 2.4 (Teorem o uniformnoj konvergenciji) Neka je f neprekidna i po

dijelovima C1 funkcija na [−L,L] takva da je f(−L) = f(L). Tada Fourierov red

konvergira uniformno ka f na skupu [−L,L].

Dokaz. Neka je

SN(x) =a0

2+

N∑

n=1

[an cos

(nπ

Lx)

+ bn sin(nπ

Lx)]

(2.72)

N -ta parcijalna suma Fourierovog reda funkcije f . Prema Dirichletovom teoremu je

limN→∞

SN(x) = f(x) za svaki x ∈ [−L,L] (2.73)

jer je f neprekidna i po dijelovima C1 na [−L,L]. Sada je

|f(x) − SN (x)| =∣∣∣

∞∑

n=N+1

[an cos

(nπ

Lx)

+ bn sin(nπ

Lx)] ∣∣∣

≤∞∑

n=N+1

∣∣∣an cos

(nπ

Lx)

+ bn sin(nπ

Lx)∣∣∣

≤∞∑

n=N+1

(|an| + |bn|) za svaki x ∈ [−L,L]. (2.74)


Ako pokazemo da su redovi∑∞

n=1 |an| i∑∞

n=1 |bn| konvergentni, onda ce uniformna

konvergencija slijediti iz nejednakosti (2.74). Koeficijente an mozemo parcijalnom

integracijom transformirati u oblik

an =1

L

∫ L

−L

f(x) cos(nπ

Lx)dx (2.75)

=1

L

f(x)L

nπsin(nπ

Lx)∣∣∣∣∣

L

−L

−∫ L

−L

f ′(x)L

nπsin(nπ

Lx)

(2.76)

= −L

nπ

1

L

∫ L

−L

f ′(x) sin(nπ

Lx)dx = −

L

nπAn, n ≥ 1, (2.77)

gdje je

An =1

L

∫ L

−L

f ′(x) sin(nπ

Lx)dx. (2.78)

Slicno, koristeci uvjet f(−L) = f(L) dobivamo

bn =L

nπ

1

L

∫ L

−L

f ′(x) cos(nπ

Lx)dx =

L

nπBn, n ≥ 1 (2.79)

gdje je

Bn =1

L

∫ L

−L

f ′(x) cos(nπ

Lx)dx. (2.80)

Dakle, Fourierovi koeficijenti za f i f ′ zadovoljavaju

|an| =L

πn|An| i |bn| =

L

πn|Bn|, n ≥ 1. (2.81)

Pokazimo sada da redovi∑∞

n=11n|An| i

∑∞n=1

1n|Bn| konvergiraju. Prema Cauchy–

Schwartzovoj nejednakosti, za svaki N ∈ N vrijedi

N∑

n=1

1

n|An| ≤

√√√√

N∑

n=1

1

n2

√√√√

N∑

n=1

A2n ≤

π√

6

√√√√

N∑

n=1

A2n (2.82)

jer je∑∞

n=11n2 = π2

6. Slicno dobivamo

N∑

n=1

1

n|Bn| ≤

π√

6

√√√√

N∑

n=1

B2n. (2.83)


Derivacija funkcije f ′ je po dijelovima neprekidnana [−L,L], stoga iz Besselove ne-

jednakosti (2.65) nalazimo

∞∑

n=1

(A2

n + B2n

)≤

1

L

∫ L

−L

|f ′(x)|2dx < ∞ (2.84)

gdje smo uzeli u obzir da je

B0 =1

L

∫ L

−L

f ′(x)dx =1

L

(f(L) − f(−L)

)= 0. (2.85)

Dakle, redovi∑∞

n=1 A2n i∑∞

n=1 B2n su konvergentni pa iz relalcija (2.82) i (2.83) dobi-

vamo∞∑

n=1

1

n|An| ≤

π√

6

√√√√

∞∑

n=1

A2n i

∞∑

n=1

1

n|Bn| ≤

π√

6

√√√√

∞∑

n=1

B2n. (2.86)

Sada iz (2.81) neposredno slijedi da redovi∑∞

n=1 |an| i∑∞

n=1 |bn| konvergiraju pa iz

nejednakosti (2.74) zakljucujemo

limN→∞

supx∈[−L,L]

|f(x) − SN(x)| ≤ limN→∞

∞∑

n=N+1

(|an| + |bn|) = 0. (2.87)

Time je dokazano da Fourierov red konvergira uniformno ka f na [−L,L]. �

Posebno vazan aspekt u teoriji Fourierovih redova je odnos izmedu glatkoce funkcije

i brzine kojom Fourierovi koeficijenti teze k nuli. U dokazu teorema 2.4 pretpostavka

da je f ′ po dijelovima neprekidna povlaci da redovi∑∞

n=1 an i∑∞

n=1 bn apsolutno

konvergiraju sto znaci da |an| i |bn| teze k nuli brze od 1/n. Poznavajuci ocjenu za

gornju medu koeficijenata |an| i |bn| mozemo procijeniti koliko clanova Fourierovog

reda je potrebno da bi postigli odredenu tocnost u aproksimaciji funkcije.

Propozicija 2.2 Neka je f ∈ C2[−L,L] takva da je f(−L) = f(L) i f ′(−L) = f ′(L).

Neka je M = maxx∈[−L,L] |f ′′(x)|. Onda Fourierovi koeficijenti imaju gornje mede

|an| =

∣∣∣∣1

L

∫ L

−L

f(x) cos(nπx

L

)dx

∣∣∣∣ ≤

2L2M

π2n2, (2.88)

|bn| =

∣∣∣∣1

L

∫ L

−L

f(x) sin(nπx

L

)dx

∣∣∣∣ ≤

2L2M

π2n2, n ≥ 1. (2.89)


Dokaz. Parcijalnom integracijom dobivamo

an =1

L

∫ L

−L

f(x) cos(nπx

L

)dx

=1

L

[L

nπf(x) sin

(nπx

L

)∣∣∣x=L

x=−L−

L

nπ

∫ L

−L

f ′(x) sin(nπx

L

)dx

]

= −1

nπ

∫ L

−L

f ′(x) sin(nπx

L

)dx. (2.90)

Iz uvjeta f ′(−L) = f ′(L) slijedi da je

∫ L

−L

f ′(x) sin(nπx

L

)dx = −

L

nπf ′(x) cos

(nπx

L

)∣∣∣x=L

x=−L+

L

nπ

∫ L

−L

f ′′(x) cos(nπx

L

)dx

=L

nπ

∫ L

−L


L

)dx (2.91)

pa supstitucijom (2.91) u (2.90) dobivamo

an = −L

n2π2

∫ L

−L


L

)dx. (2.92)

Slicno se pokazuje da uvjet f(−L) = f(L) povlaci

bn = −L

n2π2

∫ L

−L

f ′′(x) sin(nπx

L

)dx. (2.93)

Sada iz jednadzbi (2.92) i (2.93) zakljucujemo da su gornje mede za |an| i |bn| dane

sa

|an| ≤L

n2π2

∫ L

−L

∣∣∣f ′′(x) cos

(nπx

L

)∣∣∣ dx ≤

2L2M

n2π2, (2.94)

|bn| ≤L

n2π2

∫ L

−L

∣∣∣f ′′(x) sin

(nπx

L

)∣∣∣ dx ≤

2L2M

n2π2(2.95)

gdje je M = maxx∈[−L,L] |f ′′(x)|. �

Ove ocjene za Fourierove koeficijente su korisne ako an i bn nisu eksplicitno poznati,

na primjer ako se racunaju numerickim metodama. Onda se iz relacija (2.94) i (2.95)

moze dobiti gruba procjena koliko je clanova Fourierovog reda potrebno za aproksima-

ciju funkcije unutar zadane tocnosti. Razlika izmedju funkcije f(x) i N -te parcijalne


Slika 2.6: Suma reda∑∞

n=N+11n2

sume Fourierovog reda SN (x) je omedena sa

|f(x) − SN (x)| ≤∣∣∣

∞∑

n=N+1

(an cos

(nπ

Lx)

+ bn sin(nπ

Lx)∣∣∣

≤∞∑

n=N+1

(|an| + |bn|) =4L2M

π2

∞∑

n=N+1

1

n2. (2.96)

Primijetimo da je suma reda∑∞

n=N+11n2 manja od povrsine ispod krivulje y = 1

x2 ,

N ≤ x < ∞ (vidi sliku 2.6). Stoga je

∞∑

n=N+1

1

n2≤∫ ∞

N

dx

x2=

1

N(2.97)

pa iz (2.96) dobivamo ocjenu

|f(x) − SN (x)| ≤4L2M

π2N, x ∈ [−L,L]. (2.98)

Ako zelimo da je pogreska aproksimacije manja od ε > 0, onda N treba uzeti tako da

je

N >4L2M

π2ε. (2.99)


Ovu metodu procjene broja N nazivamo integralna metoda jer je u relaciji (2.97)

suma reda majorizirana integralom. Mnogo finije procjene broja N se mogu dobiti

ako se Fourierovi koeficijenti eksplicitno izracunaju i onda primijeni integralna metoda

u majorizaciji reda. Ilustrirajmo ovaj postupak na sljedecem primjeru.

Primjer 2.6 Procijenite koliko clanova Fourierovog reda je potrebno za aproksima-

ciju funkcije f(x) = x3 − x, x ∈ [−1, 1], s pogreskom manjom od ε = 0.01.

Funkcija f(x) = x3 − x je naparna pa je an = 0 za svaki n ≥ 0. Koeficijenti bn su

dani sa

bn =

∫ 1

−1

(x3 − x) sin(nπx)dx = (−1)n 12

(nπ)3. (2.100)

Stoga je Fourierov red jednak

f(x) =12

π3

∞∑

n=1

(−1)n

n3sin(nπx). (2.101)

Prema teoremu 2.4, red (2.101) konvergira uniformno ka f i vrijedi

∣∣∣∣∣f(x) −

12

π3

N∑

n=1

(−1)n

n3sin(nπx)

∣∣∣∣∣=

∣∣∣∣∣12

π3

∞∑

n=N+1

(−1)n

n3sin(nπx)

∣∣∣∣∣≤

12

π3

∞∑

N+1

1

n3(2.102)

za svaki x ∈ [−1, 1]. Suma reda∑∞

n=N+1 1/n3 je manja od povrsine ispod krivulje

y = 1/x3, N ≤ x < ∞, stoga je

∞∑

n=N+1

1

n3≤∫ ∞

N

1

x3dx =

1

2N2. (2.103)

Sada iz (2.102) dobivamo ocjenu

∣∣∣∣∣f(x) −

12

π3

N∑

n=1

(−1)n

n3sin(nπx)

∣∣∣∣∣≤

6

π3N2. (2.104)

Ako zelimo da je pogreska aproksimacije manja od ε = 0.01, onda N treba uzeti takav

da je 6/(π3N2) < 0.01, odnosno

N >

√6

π3 ∙ 0.01≈ 4.4. (2.105)


Dakle, dovoljno je uzeti N = 5 clanova reda. Za usporedbu odredimo N iz relacije

(2.99). Maksimalna vrijednost druge derivacije je dana sa

M = max−1≤x≤1

|6x| = 6, (2.106)

pa uvjet (2.99) povlaci

N >4 ∙ 6

π2 ∙ 0.01≈ 243.17, (2.107)

odnosno N = 244. Ocigledno je prva procjena mnogo bolja od procjene dobivene

relacijom (2.99). �

Poglavlje 3

Kvazi–linearne jednadzbe prvog

reda

U ovom poglavlju razmatramo opce rjesenje kvazi–linearne jednadzbe prvog reda

P (x, y, u)ux + Q(x, y, u)uy = R(x, y, u). (3.1)

Pretpostavimo da su P , Q i R funkcije klase C1 na domeni Ω ⊆ R3 koje ne iscezavaju

istodobno ni u jednoj tocki (x, y, u) ∈ Ω. Rjesenje jednadzbe (3.1) je funkcija

u = u(x, y) klase C1 na domeni Ω0 ⊆ R2 takva da je (x, y, u(x, y)) ∈ Ω za svaku tocku

(x, y) ∈ Ω0. Drugim rijecima, funkcije P (x, y, u(x, y)), Q(x, y, u(x, y)) i R(x, y, u(x, y))

su dobro definirane na domeni Ω0. Rjesenje u = u(x, y) se moze promatrati kao nivo–

ploha funkcije f(x, y) = u(x, y) − u,

S ={

(x, y, u) | f(x, y, u) = 0}

, (3.2)

koju nazivamo integralna ploha jednadzbe (3.1). Vektor ∇f = ux~e1 + uy~e2 − ~e3 je

okomit na plohu S u svakoj tocki (x, y, u) ∈ S gdje je ∇f 6= 0. Primijetimo da se

jednadzba (3.1) moze napisati kao skalarni umnozak vektora

(P~e1 + Q~e2 + R~e3) ∙ (ux~e1 + uy~e2 − ~e3) = 0 (3.3)

sto povlaci da je vektor ~F = P~e1 + Q~e2 + R~e3 okomit na ∇f ako je ∇f 6= 0. Za-

kljucujemo da ~F mora biti tangencijalni vektor na integralnu plohu S u svakoj tocki

gdje je ∇f 6= 0. Pravac koji odreduje vektor ~F naziva se Mongeova os i ima kljucnu

ulogu u rjesavanju jednadzbe (3.1).

40

POGLAVLJE 3. KVAZI–LINEARNE JEDNADZBE PRVOG REDA 41

Definicija 3.1 Kazemo da je γ ⊂ S karakteristicna krivulja ako je u svakoj tocki

(x, y, u) ∈ γ tangencijalni vektor od γ jednak ~F (x, y, u) = P (x, y, u)~e1 +Q(x, y, u)~e2 +

R(x, y, u)~e3.

Ako je γ definirana parametarskim jednadzbama

γ : x = x(t), y = y(t), u = u(t), t ∈ I, (3.4)

onda je

x′(t) = P (x, y, u), y′(t) = Q(x, y, u), u′(t) = R(x, y, u). (3.5)

Jednadzbe (3.5) nazivaju se karakteristicne jednadzbe kvazi–linearne jednadzbe (3.1).

Karaktersticne jednadzbe mozemo zapisati u neparametarskom obliku

dx

P=

dy

Q=

du

R. (3.6)

Pronalazenje opceg rjesenja jednadzbe (3.1) se svodi na rjesavanje karakteristicnih

jednadzbi (3.5), odnosno (3.6). Ova metoda se naziva Lagrangeova metoda karakte-

ristika. Rjesenja jednadzbi (3.6) opcenito mozemo zapisati u obliku φ(x, y, u) = C za

neki C ∈ R. Kazemo da su φ(x, y, u) = C1 i ψ(x, y, u) = C2 funkcinalno nezavisna

rjesenja ako je

∇φ ×∇ψ 6= 0. (3.7)

Teorem 3.1 (Metoda karakteristika) Neka su φ(x, y, u) = C1 i ψ(x, y, u) = C2

dva funkctionalno nezavisna rjesenja karakteristicnih jednadzbi (3.6) u domeni Ω ⊆

R3 u kojoj su definirane funkcije P , Q i R. Opce rjesenje jednadzbe (3.1) je dano sa

f(φ, ψ) = 0 gdje je f proizvoljna funkcija klase C1.

Dokaz. Neka je γ ⊂ S karakteristicna krivulja s parametrizacijom x = x(t), y = y(t),

u = u(t), t ∈ I. Tada je φ(x(t), y(t), u(t)) = C1 pa vrijedi

dφ

dt= φx x′(t) + φy y′(t) + φu u′(t) = Pφx + Qφy + Rφu = 0. (3.8)

Slicno, iz ψ(x(t), y(t), u(t)) = C2 dobivamo

dψ

dt= Pψx + Qφy + Rψu = 0. (3.9)


Kako su φ i ψ funkcionalno nezavisni, to je

∇φ ×∇ψ =~i

∣∣∣∣∣φy φu

ψy ψu

∣∣∣∣∣−~j

∣∣∣∣∣φx φu

ψx ψu

∣∣∣∣∣+ ~k

∣∣∣∣∣φx φy

ψx ψy

∣∣∣∣∣6= 0. (3.10)

Bez gubitka opcenitosti pretpostavimo da je φxψy − φyψx 6= 0. Tada koristeci jed-

nadzbe (3.8) i (3.9) funkcije P i Q mozemo izraziti pomocu R,

P = −R

∣∣∣∣∣φu φy

ψu ψy

∣∣∣∣∣


ψx ψy

∣∣∣∣∣

, Q = −R


ψx ψu

∣∣∣∣∣


ψx ψy

∣∣∣∣∣

. (3.11)

S druge strane, deriviranjem izraza f(φ, ψ) = 0 dobivamo

∂f

∂x=

∂f

∂φ

(∂φ

∂x+

∂φ

∂u

∂u

∂x

)

+∂f

∂ψ

(∂ψ

∂x+

∂ψ

∂u

∂u

∂x

)

= 0, (3.12)

∂f

∂y=

∂f

∂φ

(∂φ

∂y+

∂φ

∂u

∂u

∂y

)

+∂f

∂ψ

(∂ψ

∂y+

∂ψ

∂u

∂u

∂y

)

= 0, (3.13)

gdje smo uzeli u obzir da varijabla u ovisi o x i y. Sustav jednadzbi (3.12)–(3.13) ima

netrivijalna rjesenja za ∂f/∂φ i ∂f/∂ψ samo ako je

∣∣∣∣∣φx + φu ux ψx + ψu ux

φy + φu uy ψy + ψu uy

∣∣∣∣∣= 0. (3.14)

Uvjet (3.14) se moze zapisati u obliku

∣∣∣∣∣φu φy

ψu ψy

∣∣∣∣∣ux +


ψx ψu

∣∣∣∣∣uy = −


ψx ψy

∣∣∣∣∣. (3.15)

Sada iz jednadzbi (3.11) i (3.15) slijedi da u zadovoljava diferencijalnu jednadzbu

Pux + Quy = R. (3.16)

�

Primijetimo da se do istog rezultata dolazi ako pretpostavimo da je bilo koja deter-

minanta u jednadzbi (3.10) razlicita od nule.


Primjer 3.1 Odredite opce rjesenje kvazi–linearne jednadzbe

x2ux + y2uy = (x + y)u. (3.17)

Karakteristicne krivulje su odredene jednadzbama

x′(t) = x2, y′(t) = y2, u′(t) = (x + y)u. (3.18)

Integracijom prve dvije jednadzbe u (3.18) dobivamo

x = −1

t + C1

, y = −1

t + C2

(3.19)

gdje su C1 i C2 konstante integracije. Supstitucijom (3.19) u trecu jednadzbu u (3.18)

slijedi da funkcija u zadovoljava

u′(t) = −

(1

t + C1

+1

t + C2

)

u. (3.20)

Integracijom jednadzbe (3.20) dobivamo

u(t) =K1

(t + C1)(t + C2)(3.21)

za neku konstantu K1. Sada iz jednadzbi (3.19) i (3.21) mozemo odrediti funkcije φ

i ψ koje su konstantne duz karakteristicnih krivulja. Primijetimo da je

1

t + C1

1

t + C2

= xy (3.22)

pa iz jednadzbe (3.21) slijediu

xy= K1. (3.23)

Nadalje, jednadzba (3.19) implicira

1

x−

1

y= C2 − C1 = K2. (3.24)

Ako definiramo funkcije

φ(x, y, u) =u

xy, ψ(x, y, u) =

y − x

xy, (3.25)

onda iz (3.23) i (3.24) slijedi da je φ = K1 i ψ = K2 duz karakteristicnih krivulja.

Stoga je opce rjesenje dano sa

f

(u

xy,y − x

xy

)

= 0 (3.26)

gdje je f proizvoljna C1 funkcija. �

Poglavlje 4

Jednadzbe drugog reda u dvije

nezavisne varijable

U ovom poglavlju proucavamo linearne jednadzbe drugog reda u dvije nezavisne va-

rijable. Ove jednadzbe se mogu klasificirati na tri tipa: hiperbolicke, parabolicke i

elipticke jednadzbe. Fundamentalne jednadzbe matematicke fizike, valna, difuzijska

i Laplaceove jednadzba su vazni primjeri ovih tipova jednadzbi. Rjesenja istog tipa

imaju slicna kvalitativna svojstva, a svaki tip jednadzbe se moze transformacijom

varijabli svesti na tzv. kanonski oblik koji je jednostavniji za proucavanje.

Opca linearna jednadzba drugog reda u dvije nezavisne varijable ima oblik

Auxx + 2Buxy + Cuyy + Dux + Euy + Fu = G (4.1)

gdje su u,A,B,C,D,E, F,G funkcije varijabli x, y u zadanom podrucju Ω ⊆ R2.

Pretpostavljamo da funkcije A, B i C ne iscezavaju istovremeno u Ω i da je u ∈ C2(Ω).

Jednadzbu (4.1) mozemo zapisati u operatorskom obliku L[u] = G gdje je

L = A∂2

∂x2+ 2B

∂2

∂x∂y+ C

∂2

∂y2+ D

∂

∂x+ E

∂

∂y+ F. (4.2)

Operator

L0 = A∂2

∂x2+ 2B

∂2

∂x∂y+ C

∂2

∂y2(4.3)

naziva se glavni dio operatora L. Operatoru L0 pridruzena je diskriminanta

Δ(x, y) = B2(x, y) − A(x, y)C(x, y). (4.4)

44

POGLAVLJE 4. KLASIFIKACIJA JEDNADZBI DRUGOG REDA 45

Pokazat cemo da je predznak diskriminante Δ invarijantan obzirom na regularnu

transformaciju varijabli, odnosno da ne ovisi o koordinatnom sustavu u kojem pro-

matramo jednadzbu. Ovo sugerira da jednadzbe drugog reda mozemo klasificirati

prema predznaku diskriminante Δ.

Definicija 4.1 Kazemo da je jednadzba (4.1)

(a) hiperbolicka u tocki (x, y) ako je Δ(x, y) > 0,

(b) parabolicka u tocki (x, y) ako je Δ(x, y) = 0,

(c) elipticka u tocki (x, y) ako je Δ(x, y) < 0.

Ako je jednadzba (4.1) hiperbolicka (parabolicka, elipticka) u svakoj tocki podrucja

Ω, onda kazemo da je ona hiperbolicka (parabolicka, elipticka) u Ω. Klasifikacija

jednadzbi na spomenute tipove je motivirana krivuljama drugog reda jer jednadzba

Ax2 + 2Bxy + Cy2 + Dx + Ey + F = 0 (4.5)

predstavlja hiperbolu, parabolu, odnosno elipsu ovisno o tome je li diskriminanta

Δ = B2 − AC pozitivna, nula ili negativna.

Valna jednadzba

utt − c2uxx = 0 (4.6)

je hiperbolicka u R2 jer je Δ = c2 > 0 (A = −c2, B = 0, C = 1). Jednadzba

provodenja topline

ut − kuxx = 0, k > 0, (4.7)

je parabolicka u R2 jer je Δ = 0 (A = −k,B = C = 0) dok je Laplaceova jednadzba

uxx + uyy = 0 (4.8)

je elipticka u R2 jer je Δ = −1 < 0 (A = C = 1, B = 0). Tricomijeva jednadzba

yuxx + uyy = 0 (4.9)

ima diskriminantu Δ = −y (A = y,B = 0, C = 1). Jednadzba je elipticka u polurav-

nini y > 0, hiperbolicka u poluravnini y < 0 i parabolicka na pravcu y = 0.


Zanima nas kako se jednadzba (4.1) transformira uvodenjem novih varijabli

α = α(x, y), β = β(x, y), (x, y) ∈ Ω. (4.10)

Pretpostavit cemo da su α, β ∈ C2(Ω) i da je Jacobijan transformacija

J =

∣∣∣∣∣αx αy

βx βy

∣∣∣∣∣= αxβy − αyβx 6= 0 ∀ (x, y) ∈ Ω. (4.11)

U tom slucaju postoji inverzna transformacija

x = x(α, β), y = y(α, β), (4.12)

a transformirana funkcija w(α, β) = u(x(α, β), y(α, β)) je klase C2.

Lema 4.1 Neka je


linearna jednadzba drugog reda. Neka je α = α(x, y), β = β(x, y) regularna transfor-

macija varijabli. Tada je predznak diskriminante Δ = B2 −AC invarijantan obzirom

na transformaciju (x, y) 7→ (α, β).

Lema 4.1 pokazuje da je predznak diskriminante Δ(x, y) intrinzicno svojstvo jed-

nadzbe (4.13) jer funkcije u(x, y) i w(α, β) zadovoljavaju jednadzbu istog tipa.

Dokaz. Funkcije u i w povezane su relacijom u(x, y) = w(α(x, y), β(x, y)). Primje-

nom pravila za derivaciju kompozicije dobivamo

ux = wα αx + wβ βx, (4.14)

uy = wα αy + wβ βy, (4.15)

uxx = wαα α2x + 2wαβ αx βx + wββ β2

x + wα αxx + wβ βxx, (4.16)

uxy = wαα αx αy + wαβ(αxβy + αyβx) + wββ βx βy + wα αxy + wβ βxy, (4.17)

uyy = wαα α2y + 2wαβ αy βy + wββ β2

y + wα αyy + wβ βyy. (4.18)

Suptitucijom ovih izraza u (4.13) slijedi da funkcija w zadovoljava transformiranu

jednadzbu

L[w] ≡ Awαα + 2Bwαβ + Cwββ + Dwα + Ewβ + Fw = G (4.19)


gdje je

A(α, β) = Aα2x + 2Bαx αy + Cα2

y, (4.20)

B(α, β) = Aαx βx + B(αx βy + αy βx) + Cαy βy, (4.21)

C(α, β) = Aβ2x + 2Bβx βy + Cβ2

y . (4.22)

Ostale koeficijente ne trebamo eksplicitno izracunati jer tip jednadzbe ovisi samo o

koeficijentima A, B i C. Jednadzbe (4.20)-(4.22) se mogu zapisati u matricnom obliku(

A B

B C

)

=

(αx αy

βx βy

)(A B

B C

)(αx βx

αy βy

)

. (4.23)

Racunanjem determinante lijeve i desne strane jednadzbe (4.23) dobivamo

AC − B2 = (AC − B2)(αx βy − αy βx)2, (4.24)

odnosno

Δ = ΔJ2 (4.25)

gdje je J = αxβy − αyβx Jacobijan transformacije. Kako je (x, y) 7→ (α, β) regularna

transformacija, to je J 6= 0 pa zakljucujemo da diskriminante Δ i Δ imaju isti pred-

znak ili su obje nula. Ovo implicira da funkcije u i w zadovoljavaju jednadzbu istog

tipa. �

Uvodenjem novih varijabli jednadzba (4.1) se moze transformirati u jednostavniji, tzv.

kanonski oblik. Proucavanjem kanonskih oblika dobivamo laksi uvid u opca svojstva

jednadzbe (4.1). Ako nam je poznato rjesenje w(α, β) kanonskog oblika jednadzbe,

onda je rjesenje pocetne jednadzbe dano sa u(x, y) = w(α(x, y), β(x, y)). Razlikujemo

sljedece kanonske oblike jednadzbi drugog reda.

Definicija 4.2 (1) Kanonski oblik hiperbolicke jednadzbe je

uxy + L1[u] = G (4.26)

gdje je L1 diferencijalni operator prvog reda. Ovaj kanonski oblik je ekvivalentan

sa

wαα − wββ + L1[w] = G (4.27)

gdje su varijable α, β dane transformacijom α = x + y, β = x − y.


(2) Kanonski oblik parabolicke jednadzbe je

uxx + L1[u] = G. (4.28)

(3) Kanonski oblik elipticke jednadzbe je

uxx + uyy + L1[u] = G. (4.29)

Primijetimo da su fundamentalne jednadzbe matematicke fizike, valna, difuzijska i

Laplaceova jednadzba glavni dijelovi hiperbolicke, parabolicke i elipticke jednadzbe,

redom. U sljedecem poglavlju proucavamo transformacije varijabli kojima se jed-

nadzbe svode na kanonske oblike.

4.1 Kanonski oblik hiperbolickih jednadzbi

Teorem 4.1 Neka je


hiperbolicka jednadzba u podrucju Ω ⊆ R2. Onda postoje varijable α = α(x, y), β =

β(x, y) u kojima jednadzba (4.30) ima kanonski oblik

wαβ + L1[w] = G (4.31)

gdje je w(α, β) = u(x(α, β), y(α, β)) i L1 je diferencijalni operator prvog reda.

Dokaz. Ako je A = C = 0, onda je Δ = B2 > 0 pa se u ovom slucaju jednadzba svodi

na kanonski oblik dijeljenjem s 2B 6= 0. Pretpostavimo sada bez gubitka opcenitosti

da je A 6= 0 u podrucju Ω. Ako je C 6= 0, mozemo zamijeniti uloge x i y. Jednadzbu

cemo svesti na kanonski oblik ako odredimo varijable α = α(x, y), β = β(x, y) takve

da je

A = Aα2x + 2Bαxαy + Cα2

y = 0, (4.32)

C = Aβ2x + 2Bβxβy + Cβ2

y = 0. (4.33)

Kvadratna jednadzba

Aλ2 + 2Bλ + C = 0 (4.34)


ima dva razlicita realna rjesenja λ1(x, y) i λ2(x, y) u Ω,

λ1,2 =−B ±

√B2 − AC

A, (4.35)

jer je Δ = B2 − AC > 0. Neka su α(x, y) i β(x, y) netrivijalna rjesenja jednadzbi

prvog reda

αx = λ1(x, y)αy, (4.36)

βx = λ2(x, y)βy. (4.37)

Jednadzbe (4.36) i (4.37) nazivamo karakteristicne jednadzbe. Supstitucijom ovih

jednadzbi u izraze za koeficijente A i C dobivamo

A = (Aλ21 + 2Bλ1 + C)α2

y = 0, (4.38)

C = (Aλ22 + 2Bλ2 + C)β2

y = 0. (4.39)

Dakle, jednadzba (4.30) u novim varijablama ima oblik

2Bwαβ + L1[w] = G (4.40)

gdje je L1 diferencijalni operator prvog reda. Prema lemi 4.1 transformirana diskri-

minanta zadovoljava Δ = B2 > 0, stoga jednadzbu (4.40) mozemo podijeliti s 2B 6= 0

cime dobivamo kanonski oblik (4.31).

Ostaje nam provjeriti je li transformacija α = α(x, y), β = β(x, y) regularna.

Supstitucijom jednadzbi (4.36) i (4.37) u Jacobijan transformacije dobivamo

J =

∣∣∣∣∣λ1αy αy

λ2βy βy

∣∣∣∣∣= (λ1 − λ2)αyβy. (4.41)

Ovdje je λ1 − λ2 6= 0 jer su λ1 i λ2 razlicita rjesenja jednadzbe (4.34). Kako je α

netrivijalno rjesenje karakteristicne jednadzbe, to je αy 6= 0 jer u protivnom iz (4.36)

slijedi da je αx = αy = 0, odnosno α = konst. Slicno zakljucujemo da je βy 6= 0.

Stoga je J 6= 0 pa netrivijalna rjesenja karakteristicnih jednadzbi daju regularnu tran-

sformaciju varijabli. �

Ako su λ1 i λ2 konstante, onda karakteristicne jednadzbe imaju jednostavna rjesenja

α(x, y) = a(λ1x + y) i β(x, y) = b(λ2x + y) gdje su a, b ∈ R proizvoljni.


Primjer 4.1 Odredite kanonski oblik i opce rjesenje jednadzbe

4uxx + 5uxy + uyy + ux + uy = 2. (4.42)

Imamo A = 4, B = 5/2 i C = 1 i Δ = 9/4 > 0 pa je jednadzba hiperbolicka u

R2. Kvadratna jednadzba Aλ2 + 2Bλ + C = 0 ima dva realna korijena λ1 = −1/4 i

λ2 = −1. Karakteristicne jednadzbe su dane sa

αx = −1

4αy, βx = −βy, (4.43)

odakle slijedi

α = −1

4x + y, β = −x + y. (4.44)

Neka je w(α, β) = u(x(α, β), y(α, β)

). Onda je

ux = −1

4wα − wβ, (4.45)

uy = wα + wβ, (4.46)

uxx =1

16wαα +

1

2wαβ + wββ, (4.47)

uyy = wαα + 2wαβ + wββ, (4.48)

uxy = −1

4wαα −

5

4wαβ − wββ (4.49)

pa supstitucijom izraza (4.45)–(4.49) u jednadzbu (4.42) dobivamo kanonski oblik

jednadzbe

wαβ =1

3wα −

8

9. (4.50)

Funkcija v = wα zadovoljava jednadzbu prvog reda vβ − 13v = −8

9. Opce rjesenje je

dano sa v(α, β) = B(α)e13

β + 83

gdje konstanta integracije B ovisi o varijabli α. Sada

je

w(α, β) =

∫v(α, β)dα =

∫B(α)dα e

13

β +8

3α + C. (4.51)

Dakle, opce rjesenje jednadze (4.42) ima oblik

u(x, y) = w(−

1

4x + y,−x + y

)= f

(−

1

4x + y

)e

13

(−x+y) −2

3x +

8

3y + C (4.52)

gdje je f proizvoljna C2 funkcija.


Ako uvedemo varijable ξ = α+β, η = α−β i funkciju w(ξ, η) = w(α(ξ, η), β(ξ, η)

),

onda je ekvivalentni kanonski oblik jednadzbe (4.42) dan sa

wξξ − wηη =1

3wξ +

1

3wη −

8

9. (4.53)

�

4.2 Kanonski oblik parabolickih jednadzbi

Teorem 4.2 Neka je


parabolicka jednadzba u podrucju Ω ⊆ R2. Onda postoje varijable α = α(x, y), β =


wαα + L1[w] = G (4.55)

gdje je w(α, β) = u(x(α, β), y(α, β)

)i L1 je diferencijalni operator prvog reda.

Dokaz. Kako A, B i C nisu svi nula, pretpostavka Δ = B2 − AC = 0 povlaci da

je A 6= 0 ili C 6= 0. Bez gubitka opcenitosti pretpostavimo da je A 6= 0 u Ω. Ako je

C 6= 0, dokaz se modificira na ocigledni nacin. Prema lemi 4.1, potrebno je odrediti

varijable α = α(x, y), β = β(x, y) takve da je

B = Aαx βx + B(αx βy + αy βx) + Cαy βy = 0, (4.56)

C = Aβ2x + 2Bβx βy + Cβ2

y = 0. (4.57)

Zbog uvjeta Δ = B2 − AC = 0, jednadzba Aλ2 + 2Bλ + C = 0 ima jedno realno

rjesenje u Ω,

λ(x, y) = −B(x, y)

A(x, y). (4.58)

Neka je β netrivijalno rjesenje karakteristicne jednadzbe

βx = λ(x, y)βy. (4.59)


Supstitucijom jednadzbe (4.59) u (4.56) i (4.57) dobivamo

B = (Aλ + B)αxβy + (Bλ + C)αyβy =1

A

(AC − B2

)αyβy = 0, (4.60)

C = (Aλ2 + 2Bλ + C)β2y = 0. (4.61)

Za α(x, y) mozemo uzeti proizvoljnu funkciju za koju Jacobijan transformacije (x, y) 7→

(α, β) ne iscezava. Ako odaberemo α = x, onda je

J =


βx βy

∣∣∣∣∣= βy 6= 0 (4.62)

jer je β netrivijalno rjesenje karakteristicne jednadzbe. Sada za koeficijente imamo

A = Aα2x + 2Bαxαy + Cα2

y = A 6= 0 (4.63)

i B = C = 0 pa je transformirana jednadzba dana sa Awαα +L1[w] = G. Dijeljenjem

s A 6= 0 dobivamo kanonski oblik (4.55). �

Primjer 4.2 Odredite kanonski oblik jednadzbe

x2uxx − 2xyuxy + y2uyy + xux + yuy = 0 (4.64)

i pronadite opce rjesenje jednadzbe u poluravnini Ω = {(x, y) | x > 0}.

Jednadzba je parabolicka u R2 jer je A = x2, B = −xy i C = y2 sto povlaci Δ =

B2 − AC = (−xy)2 − x2y2 = 0. Prema prethodnom teoremu treba odrediti rjesenje

karakteristicne jednadzbe

βx = λβy gdje je λ = −B

A=

y

x. (4.65)

Jedno rjesenje je dano sa β = xy, stoga transformaicija variabli glasi α = x, β = xy.

Transformacija je regularna u poluravnini Ω jer je Jacobijan transformacije J = βy =

x > 0 u Ω. Definirajmo w(α, β) = u(x(α, β), y(α, β)). Onda je

ux = wα + wββ

α, (4.66)

uy = wβα, (4.67)

uxx = wαα + 2wαββ

α+ wββ

(β

α

)2

, (4.68)

uxy = wαβα + wββ β + wβ, (4.69)

uyy = wββ α2. (4.70)


Supstitucijom ovih izraza u jednadzbu (4.64) dobivamo

α2wαα + αwα = 0. (4.71)

Integracijom jednadzbe nalazimo

wα =1

αf(β), (4.72)

pa je funkcija w dana sa

w =

∫wαdα = f(β) ln |α| + g(β) (4.73)

gdje su f i g proizvoljne C2 funkcije. Dakle, opce rjesenje jednadzbe (4.64) u polu-

ravnini x > 0 je funkcija

u(x, y) = f(xy) ln(x) + g(xy). (4.74)

�

4.3 Kanonski oblik eliptickih jednadzbi

Odredivanje varijabli u kojima elipticka jednadzba ima kanonski oblik je u opcem

slucaju slozenije nego za hiperbolicke ili parabolicke jednadzbe (vidi [P.R. Garabe-

dian, Partial Diferential Equations, John Wiley and Sons, New York, 1964]). Medutim,

ako su koeficijenti uz druge derivacije konstantni, onda je procedura za svodenje na

kanonski oblik slicna hiperbolickom slucaju.

Teorem 4.3 Neka je


elipticka jednadzba u podrucju Ω ⊂ R2. Onda postoje varijable α = α(x, y), β =


wαα + wββ + L1[w] = G (4.76)

gdje je w(α, β) = u(x(α, β), y(α, β)

)i L1 je diferencijalni operator prvog reda.


Dokaz. Dokaz provodimo u slucaju kada su koeficijenti A, B i C konstantni. Iz

uvjeta Δ = B2 − AC < 0 slijedi da je A 6= 0 i C 6= 0. Koeficijenti glavnog dijela

jednadzbe se transformiraju prema pravilu

A = Aα2x + 2Bαx αy + Cα2

y, (4.77)

B = Aαx βx + B(αx βy + αy βx) + Cαy βy, (4.78)

C = Aβ2x + 2Bβx βy + Cβ2

y . (4.79)

Zelimo odrediti varijable α = α(x, y) i β = β(x, y) takve da je A = C 6= 0 i B = 0. U

tom slucaju α i β zadovoljavaju jednadzbe A − C = 0 i B = 0, odnosno

A(α2x − β2

x) + 2B(αxαy − βxβy) + C(α2y − β2

y) = 0, (4.80)

Aαxβx + B(αxβy + αyβx) + Cαyβy = 0. (4.81)

Sustav jednadzbi (4.80)–(4.81) je ekvivalentan sa

Aφ2x + 2Bφxφy + Cφ2

y = 0 (4.82)

gdje je φ kompleksna funkcija φ = α + iβ. Jednadzba Aλ2 + 2Bλ + C = 0 ima dva

kompleksno–konjugirana rjesenja

λ1 =−B + i

√AC − B2

A, λ2 =

−B − i√

AC − B2

A(4.83)

jer je AC − B2 > 0. Neka je φ netrivijalno rjesenje karakteristicne jednadzbe

φx = λ1φy. (4.84)

Onda je

Aφ2x + 2Bφxφy + Cφ2

y = (Aλ21 + 2Bλ1 + C)φ2

y = 0 (4.85)

sto znaci da su za ovaj izbor funkcije φ vrijedi A = C i B = 0. Definirajmo a = −B/A

i b =√

AC − B2/A tako da je λ1 = a+ ib. Jednadzba (4.84) ima rjesenje φ = λ1x+y

odakle slijedi da je trazena transformacija dana sa

α = Re(φ) = ax + y, β = Im(φ) = bx. (4.86)

Tranformacija je regularna u R2 jer je

J =


βx βy

∣∣∣∣∣=

∣∣∣∣∣a 1

b 0

∣∣∣∣∣= −b 6= 0. (4.87)


Za koeficijente A i C imamo

A = Aa2 + 2Ba + C = AAC − B2

A2= Ab2, C = Ab2, (4.88)

stoga je transformirana jednadzba dana sa Ab2wαα + Ab2wββ + L1[w] = G. Sada

dijeljenjem s Ab2 6= 0 dobivamo kanonski oblik (4.76). �

Napomenimo da se elipticka jednadzba moze svesti na kanonski oblik i ako za φ

odaberemo φx = λ2φy. U tom slucaju jednadzbe se razlikuju samo u diferencijalnom

operatoru L1, ali rjesenje u(x, y) ima isti oblik.

Primjer 4.3 Oredite kanonski oblik jednadzbe

uxx + uxy + uyy + ux = 0. (4.89)

Koeficijenti glavnog dijela jednadzbe su A = 1, B = 1/2 i C = 1. Jednadzba je

elipticka u R2 jer je

Δ = B2 − AC = −3

4< 0. (4.90)

Rjesenja jednadzbe Aλ2 + 2Bλ + C = 0 su

λ1,2 =−1 ± i

√3

2(4.91)

pa prema jednadzbi (4.86) transformirane varijable imaju oblik

α = −1

2x + y, β =

√3

2x. (4.92)

Odavde dobivamo

ux = −1

2wα +

√3

2wβ, (4.93)

uxx =1

4wαα −

√3

2wαβ +

3

4wββ, (4.94)

uxy = −1

2wαα +

√3

2wαβ, (4.95)

uyy = wββ. (4.96)


Supstitucijom izraza (4.93)–(4.95) u jednadzbu (4.89) nalazimo

3

4wαα +

3

4wββ −

1

2wα +

√3

2wβ = 0, (4.97)

odnosno

wαα + wββ −2

3wα +

2√

3wβ = 0. (4.98)

Ako umjesto λ1 odaberemo rjesenje λ2 = −12− i

√3

2, onda su transformirane varijable

dane sa

α = −1

2x + y, β = −

√3

2x. (4.99)

Pripadni kanonski oblik je u tom slucaju

wαα + wββ −2

3wα −

2√

3wβ = 0. (4.100)

Uocimo da je glavni dio kanonskog oblika jedinstven, ali preostali dio ovisi o izboru

korijena λ1 ili λ2.

Zadaci

1. Neka je u rjesenje jednadzbe

uxx + 2uxy + uyy = 0. (4.101)

Napisite jednadzbu u koordinatama s = x, t = x − y i odredite opce rjesenje.

2. Jednadzbu

uxx − 2uxy + 5uyy = 0 (4.102)

napisite u koordinatama s = x + y, t = 2x, i odredite opce rjesenje jednadzbe.

3. Klasificirajte sljedece jednadzbe:

x2uxy − y uyy + ux − 4u = 0, (4.103)

xy uxx + 4uxy − (x2 + y2)uyy − u = 0. (4.104)


4. Za svaku od sljedecih jednadzbi odredite podrucja u ravnini gdje su jednadzbe

hiperbolicke, parabolicke ili elipticke:

2uxx + 4uxy + 3uyy − u = 0, (4.105)

uxx + 2xuxy + uyy + sin(xy)u = 5, (4.106)

yuxx − 2uxy + exuyy + x2ux − u = 0. (4.107)

5. Reducirajte na kanonski oblik sljedece jednadzbe:

c2uxx − uyy = 0, (4.108)

2uxx + uxy + y uyy = 0, y > 1, (4.109)

x2uxx − 2xy uxy + y2uyy = 0, (4.110)

xuxx − 4uxy = 0, x > 0. (4.111)

Poglavlje 5

Jednadzba provodenja topline

Jednadzba provodenja topline ili difuzijska jednadzba opisuje distribuciju tempera-

ture u toplinski vodljivom tijelu. To je najvazniji primjer diferencijane jednadzbe

parabolickog tipa. Prvi dio poglavlja posvecen je proucavanju kvalitativnih svojstava

rjesenja jednadzbe, principa maksimuma i stabilnosti rjesenja obzirom na pocetne i

rubne uvjete. U drugom dijelu poglavlja cemo konstruirati rjesenje difuzijske jednadze

metodom separacije varijabli i Fourierovih redova.

5.1 Princip maksimuma i jedinstvenost rjesenja

Promotrimo jednadzbu provodenja topline na konacnom intervalu:

ut − kuxx = 0, 0 < x < L, t > 0. (5.1)

Funkcija u(x, t) opisuje temperaturu u tankom, homogenom, toplinski vodljivom

stapu na mjestu x u trenutku t. Pretpostavljamo da je stap izoliran osim eventu-

alno na krajevima x = 0 i x = L i da nema izvora koji griju ili hlade stap. Konstanta

k > 0 ovisi o materijalu tijela i naziva se toplinska vodljivost. Fizikalna intuicija

sugerira da je raspodjela temperature poznata ako je poznata pocetna temperatura

u(x, 0) i temperatura na krajevima stapa u(0, t) i u(L, t). Ovo nas vodi na razmatra-

58

POGLAVLJE 5. JEDNADZBA PROVODENJA TOPLINE 59

nje pocetno–rubnog problema s Dirichletovim uvjetima

ut − kuxx = 0, 0 < x < L, t > 0, (5.2)

u(x, 0) = f(x), 0 ≤ x ≤ L, (5.3)

u(0, t) = a(t), u(L, t) = b(t), t ≥ 0. (5.4)

Pretpostavljamo da su funkcije f , a i b neprekidne i da zadovoljvavaju uvjete kom-

patibilnosti f(0) = a(0) i f(L) = b(0).

Ako je umjesto temperature na krajevima stapa poznat njezin gradijent, onda

funkcija u zadovoljava Neumannove uvjete

ux(0, t) = a(t), ux(0, t) = b(t), t ≥ 0. (5.5)

U tom slucaju a i b zadovoljavaju f ′(0) = a(0) i f ′(L) = b(0). Funkcija u je definirana

na domeni (vidi sliku 5.1)

Ω ={(x, t) | 0 < x < L, t > 0

}, (5.6)

a rubni i pocetni uvjeti su zadani na rubu domene

∂Ω = {(x, 0) | a ≤ x ≤ b} ∪ {(0, t) | t ≥ 0} ∪ {(L, t) | t ≥}. (5.7)

Nas zadatak je odrediti C2 funkciju u koja zadovoljava jednadzbu (5.2) na Ω sa

zadanim pocetnim i rubnim uvjetima.

Teorem 5.1 (Jedinstvenost rjesenja) Ako su u1 i u2 C2 rjesenja problema (5.2)–

(5.4), onda je u1 = u2.

Dokaz. Neka je w = u1 − u2. Funkcija w zadovoljava jednadzbu

wt − kwxx = 0, 0 < x < L, t > 0, (5.8)

w(x, 0) = 0, 0 ≤ x ≤ L, (5.9)

w(0, t) = w(L, t) = 0, t ≥ 0. (5.10)

Definirajmo pomocnu funkciju

J(t) =1

2k

∫ L

0

w2(x, t)dx. (5.11)


Slika 5.1: Domena za jednadzbu provodenja topline.

Kako je (w2)t = 2w wt neprekidna funkcija, prema Leibnizovom pravilu J(t) mozemo

derivirati pod znakom integrala pa dobivamo

J ′(t) =1

2k

∫ L

0

∂

∂tw2dx =

1

k

∫ L

0

w wt dx =

∫ L

0

w wxx dx (5.12)

jer je wt = kwxx. Parcijalnom integracijom slijedi∫ L

0

w wxx dx = w wx

∣∣∣x=L

x=0−∫ L

0

w2x dx = −

∫ L

0

w2x dx (5.13)

gdje smo uzeli u obzir da je w(0, t) = w(L, t) = 0. Dakle,

J ′(t) = −∫ L

0

w2x dx ≤ 0, (5.14)

sto povlaci da J(t) nije strogo rastuca funkcija. Nadalje, pocetni uvjet w(x, 0) = 0

implicira J(0) = 0. Sada uvjeti J(0) = 0 i J ′(t) ≤ 0 zajedno povlace da je J(t) ≤ 0

za svaki t ≥ 0. Medjutim, iz definicije (5.11) imamo J(t) ≥ 0, sto implicira da je

J(t) =1

2k

∫ L

0

w2 dx = 0 (5.15)


za svaki t ≥ 0. Kako je w2 ≥ 0, ovo povlaci w = 0, odnosno u1 = u2. �

Primijetimo da prema istom dokazu Neumannov problem takoder ima jedinstveno

rjesenje jer slobodni clan u jednadzbi (5.13) iscezava kada je wx(0, t) = wx(L, t) = 0.

Sada cemo dokazati zanimljivi rezultat prema kojem u svakom konacnom vremenskom

intervalu [0, T ] rjesenje homogene jednadzbe (5.1) ima maksimum na parabolickom

rubu pravokutnika D = [0, L] × [0, T ],

∂pD = {(0, t) | 0 ≤ t ≤ T} ∪ {(x, 0) | 0 ≤ x ≤ L} ∪ {(L, t) | 0 ≤ t ≤ T}. (5.16)

Parbolicki rub ∂pD je unija stranica x = 0, t = 0 i x = L.

Teorem 5.2 (Princip maksimuma) Neka je funkcija u C2 rjesenje jednadzbe

ut − kuxx = 0, 0 < x < L, t > 0. (5.17)

Neka je T > 0 i neka je D zatvoreni pravokutnik [0, L] × [0, T ]. Tada funkcija u ima

maksimum po D na parabolickom rubu ∂pD, odnosno

max(x,t)∈D

u(x, t) = u(x0, t0) (5.18)

za neku tocku (x0, t0) ∈ ∂pD.

Dokaz. Neka je M = max(x,t)∈D u(x, t). Kako je u neprekidna na D, postoji tocka

(x0, t0) ∈ D takva da je M = u(x0, t0). Pretpostavimo da funkcija nema maksimum

na parabolickom rubu, odnosno (x0, t0) ∈ D \ ∂pD. Onda je

max(x,t)∈∂pD

u(x, t) = M − ε (5.19)

za neki ε > 0. Uvedimo pomocnu funkciju

v(x, t) = u(x, t) +ε

2L2(x − x0)

2. (5.20)

Za tocke parabolickog ruba vrijedi |x − x0| < L pa jednakost (5.19) povlaci

v(x, t) ≤ u(x, t) +ε

2≤ M −

ε

2, (x, t) ∈ ∂pD. (5.21)

S druge strane,

v(x0, t0) = u(x0, t0) = M > M −ε

2(5.22)


pa zakljucujemo da max(x,t)∈D v(x, t) nije dosegnut na parabolickom rubu ∂pD. Dakle,

max(x,t)∈D

v(x, t) = v(x1, t1) u nekoj tocki (x1, t1) ∈ D \ ∂pD. (5.23)

U tocki (x1, t1) funkcija v zadovoljava nuzni uvjet za postojanje maksimuma:

vt(x1, t1) = 0, vxx(x1, t1) ≤ 0 ako je 0 < t1 < T, (5.24)

ili

vt(x1, t1) ≥ 0, vxx(x1, t1) ≤ 0 ako je t1 = T. (5.25)

U oba slucaja vrijedi

vt(x1, t1) − kvxx(x1, t1) ≥ 0. (5.26)

Medutim, iz definicije funkcije v imamo

vt(x1, t1) − kvxx(x1, t1) = ut(x1, t1) − kuxx(x1, t1) −kε

L2< 0 (5.27)

jer je ut(x1, t1)−kuxx(x1, t1) = 0 i kε > 0, sto vodi na kontradikciju s relacijom (5.26).

Zakljucujemo da funkcija u ima maksimum po skupu D u nekoj tocki parabolickog

ruba ∂pD. �

Fizikalna interpretacija ovog principa je sljedeca. Temperatura u unutrasnjosti stapa

(u tocki x ∈ (0, L)) je u svakom trenutku 0 ≤ t ≤ T manja od maksimalne pocetne

temperature ili maksimalne temperature na rubovima stapa. U geometrijskim termi-

nima, ploha u = u(x, t) ima maksimalnu visinu na jednoj od stranica x = 0, x = L

ili t = 0 pravokutnika [0, L] × [0, T ].

Korolar 5.1 (Princip minimuma) Ako funkcija u zadovoljava pretpostavke iz te-

orema 5.2, onda u ima minimum u nekoj tocki parabolickog ruba ∂pD.

Dokaz. Funkcija w = −u zadovoljava jednadzbu provodenja u teoremu 5.2 pa w ima

maksimum u nekoj tocki (x0, t0) ∈ ∂pD. Ovo povlaci da u = −w ima minimum u

(x0, t0). �

Principi maksimuma i minimuma imaju za posljedicu stabilnost rjesenja jednadzbe

provodenja. Preciznije, u svakom konacnom vremenskom intervalu [0 , T ] mala pro-

mjena u pocetnim ili rubnim uvjetima rezultira malom promjenom u rjesenju. Ovaj


rezultat je vazan jer u primijenjenim problemima pocetni i rubni uvjeti nisu uvijek

egzaktno poznati.

Teorem 5.3 (Stabilnost rjesenja) Neka su u1 i u2 C2 rjesenja pocetno–rubnih

problema

∂ui

∂t− k

∂2ui

∂x2= 0, 0 < x < L, t > 0, (5.28)

ui(x, 0) = fi(x), 0 ≤ x ≤ L, (5.29)

ui(0, t) = ai(t), ui(L, t) = bi(t), t ≥ 0 (5.30)

za i = 1, 2. Neka je T > 0 i neka je D = [0, L] × [0, T ]. Ako je

max0≤x≤L

|f1(x) − f2(x)| < ε, (5.31)

max0≤t≤T

|a1(t) − a2(t)| < ε, max0≤t≤T

|b1(t) − b2(t)| < ε (5.32)

za neki ε > 0, onda je

max(x,t)∈D

|u1(x, t) − u2(x, t)| < ε. (5.33)

Dokaz. Funkcija v = u1 −u2 zadovoljava jednadzbu vt − kvxx = 0 i na parabolickom

rubu od D vrijedi

|v(x, 0)| = |f1(x) − f2(x)| < ε, 0 ≤ x ≤ L, (5.34)

|v(0, t)| = |a1(t) − a2(t)| < ε, 0 ≤ t ≤ T, (5.35)

|v(L, t)| = |b1(t) − b2(t)| < ε, 0 ≤ t ≤ T. (5.36)

Ovo povlaci da je

|v(x, t)| < ε, (x, t) ∈ ∂pD, (5.37)

odnosno

−ε < v(x, t) < ε, (x, t) ∈ ∂pD. (5.38)

Prema principu maksimuma i minimuma imamo

−ε < min(x,t)∈D

v(x, t) i max(x,t)∈D

v(x, t) < ε (5.39)

sto implicira

max(x,t)∈D

|u1(x, t) − u2(x, t)| = max(x,t)∈D

|v(x, t)| < ε. (5.40)

�


5.2 Separacija varijabli za homogenu jednadzbu

U ovom poglavlju cemo odrediti rjesenje jednadzbe provodenja topline metodom sepa-

racije varijabli i Fourierovih redova. Ovom metodom se rjesenje dobiva u obliku reda

po vlastitim funkcijama pridruzenog Sturm–Liouvilleovog problema. Pokazat cemo

da uz odredene pretpostavke na pocetne uvjete dobiveni red konvergira i predstavlja

klasicno rjesenje jednadzbe. Promotrimo za pocetak rubni problem s Dirichletovim

uvjetima.

Dirichletovi rubni uvjeti

Odredimo rjesenje jednadzbe provodenja

ut − kuxx = 0, 0 < x < L, t > 0, (5.41)

s pocetnim i rubnim uvjetima

u(x, 0) = f(x), 0 ≤ x ≤ L, (5.42)

u(0, t) = u(L, t) = 0, t ≥ 0. (5.43)

Kompatibilnost uvjeta (5.42) i (5.43) implicira da je f(0) = f(L) = 0. Rjesenje cemo

potraziti u separiranom obliku

u(x, t) = P (x)Q(t). (5.44)

Supstitucijom jednadzbe (5.44) u (5.41) dobivamo

Qt

kQ=

Pxx

P. (5.45)

Kako su x i t nezavisne varijable, iz (5.45) slijedi da su obje strane jednadzbe kons-

tantne. Stoga jeQt

kQ=

Pxx

P= −λ (5.46)

za neki λ ∈ R. Konstantu λ nazivamo separacijska konstanta, a negativni predznak

je odabran radi konvencije. Dakle, funkcije P i Q su rjesenja obicnih diferencijalnih

jednadzbi

Pxx + λP = 0, 0 < x < L, (5.47)

Qt + kλQ = 0, t > 0. (5.48)


Rubni uvjeti

u(0, t) = P (0)Q(t) = 0, u(L, t) = P (L)Q(t) = 0 (5.49)

povlace da je P (0) = P (L) = 0. Rubni problem za funkciju P ,

Pxx + λP = 0, (5.50)

P (0) = P (L) = 0, (5.51)

naziva se Sturm–Liouvilleov problem pridruzen jednadzbi (5.41)–(5.43). Ako jed-

nadzba (5.50) s rubnim uvjetom (5.51) ima netrivijalno rjesenje P 6= 0 za neki λ ∈ R,

onda se P naziva vlastita funkcija, a λ vlastita vrijednost Sturm-Liouvilleovog pro-

blema. Prvi korak u rjesavanju jednadzbe provodenja je odrediti vlastite funkcije i

vlastite vrijednosti ovog problema. Obzirom da priroda rjesenja ovisi o predznaku

konstante λ, posebno cemo razmatrati slucajeve λ < 0, λ = 0 i λ > 0. Uvedimo

oznaku λ = ±c2, c ≥ 0.

Slucaj λ = −c2 < 0. Opce rjesenje jednadzbe (5.50) je dano sa

P (x) = Aecx + Be−cx. (5.52)

Rubni uvjeti impliciraju da A i B zadovoljavaju sustav jednadzbi

P (0) = A + B = 0, (5.53)

P (L) = AecL + Be−cL = 0. (5.54)

Determinanta matrice ovog sustava je

∣∣∣∣∣

1 1

ecL e−cL

∣∣∣∣∣6= 0 (5.55)

pa sustav ima samo trivijalno rjesenje A = B = 0. Stoga λ < 0 nije vlastita vrijed-

nost Sturm–Liouvilleovog problema.

Slucaj λ = 0. U ovom slucaju imamo

P (x) = A + Bx (5.56)


sto daje

P (0) = A = 0, (5.57)

P (L) = A + BL = 0. (5.58)

Ocigledno je A = B = 0 pa slijedi da λ = 0 nije vlastita vrijednost problema (5.50)–

(5.51).

Slucaj λ = c2 > 0. Opce rjesenje jednadzbe (5.50) je linearna kombinacija

P (x) = A cos(cx) + B sin(cx). (5.59)

Iz rubnih uvjeta dobivamo

P (0) = A = 0, (5.60)

P (L) = A cos(cL) + B sin(cL) = 0. (5.61)

Ovaj sustav ima netrivijalno rjesenje B 6= 0 samo ako konstanta c zadovoljava

sin(cL) = 0. (5.62)

Jednadzba ima diskretna rjesenja

cn =nπ

L, n = ±1,±2, . . . (5.63)

pa su vlastite vrijednosti Sturm–Liouvilleovog problema dane sa

λn =(nπ

L

)2

, n ≥ 1. (5.64)

Svakoj vrijednosti λn pripada vlastita funkcija

Pn(x) = Bn sin(nπ

Lx), n ≥ 1. (5.65)

Zakljucujemo da Sturm–Liouvilleov problem (5.50)–(5.51) ima beskonacno mnogo

rjesenja (5.65) s pripadnim vlastitim vrijednostima (5.64).

Za svaku vlastitu vrijednost λn funkcija Q zadovoljava pripadnu jednadzbu

Qt + kλnQ = 0 (5.66)


koja ima eksponencijalno rjesenje

Qn(t) = e−k(

nπL

)2

t, n ≥ 1. (5.67)

Ovom metodom dobivamo niz separiranih rjesenja

un(x, t) = Qn(t)Pn(x) = Bne−k(

nπL

)2

t sin(nπ

Lx), n ≥ 1 (5.68)

koji zadovoljavaju rubne uvjete un(0, t) = un(L, t) = 0. Prema principu superpozicije,

svaka linearna kombinacija

u(x, t) =N∑

n=1

un(x, t) =N∑

n=1

Bne−k(

nπL

)2

t sin(nπ

Lx)

(5.69)

je takoder rjesenje jednadzbe provodenja sa svojstvom da je u(0, t) = u(L, t) = 0.

U pocetnom trenutku t = 0 imamo u(x, 0) = f(x). Ako se zadana funkcija f moze

napisati kao linearna kombinacija

f(x) =N∑

n=1

Bn sin(nπ

L

), 0 ≤ x ≤ L. (5.70)

onda je funkcija (5.69) rjesenje naseg problema (5.41)–(5.43).

Primjer 5.1 Odredite rjesenje problema

ut − 2uxx = 0, 0 < x < π, t > 0, (5.71)

u(x, 0) = 5 sin(2x) − 10 sin(3x), 0 ≤ x ≤ π (5.72)

u(0, t) = u(π, t) = 0, t ≥ 0. (5.73)

U ovom primjeru je L = π i k = 2, stoga rjesenje ima oblik

u(x, t) =N∑

n=1

Bne−2n2t sin(nx). (5.74)

Iz pocetnog uvjeta

u(x, 0) =N∑

n=1

Bn sin(nx) = 5 sin(2x) − 10 sin(3x) (5.75)

zakljucujemo da je N = 3, B1 = 0, B2 = 5 i B3 = −10. Supstitucijom ovih vrijednosti

u jednadzbu (5.74) dobivamo

u(x, t) = 5e−8t sin(2x) − 10e−18t sin(3x). (5.76)


Ocigledno je da se proizvoljna funkcija f ne mozemo napisati kao linearnu kombinaciju

(5.70). Medutim, ako se f moze razviti u Fourierov red

f(x) =∞∑

n=1

Bn sin(nπ

Lx)

(5.77)

na intervalu [0, L], onda ocekujemo da je rjesenje problema dano u obliku reda

u(x, t) =∑∞

n=1 un(x, t). Sljedeci teorem daje uvjete koji garantiraju da je red∑∞

n=1 un(x, t) klasicno rjesenje jednadzbe provodenja.

Teorem 5.4 (Egzistencija rjesenja) Pretpostavimo da je funkcija f : [0, L] → R

(i) neprekidna na [0, L] i po dijelovima C1 na [0, L],

(ii) f(0) = f(L) = 0.

Tada je funkcija

u(x, t) =∞∑

n=1

Bne−k( nπL

)2t sin(nπ

Lx), Bn =

2

L

∫ L

0

f(x) sin(nπx

L

)dx (5.78)

klasicno rjesenje pocetno–rubnog problema

ut − kuxx = 0, 0 < x < L, t > 0, (5.79)

u(x, 0) = f(x), 0 ≤ x ≤ L, (5.80)

u(0, t) = u(L, t) = 0, t ≥ 0. (5.81)

Dokaz. Neka je f neparno prosirenje funkcije f ,

f(x) =

f(x), 0 ≤ x ≤ L,

−f(−x), −L ≤ x < 0.(5.82)

Funkcija f je neprekidna i po dijelovima C1 na [−L,L] i ocigledno je f(−L) = f(L) =

0. Prema teoremu 2.4 Fourierov red

f(x) =A0

2+

∞∑

n=1

An cos(nπx

L

)+ Bn sin

(nπx

L

)(5.83)


konvergira uniformno ka f na [−L,L]. Fourierovi koeficijenti su dani sa

An =1

L

∫ L

−L

f(x) cos(nπx

L

)dx = 0, n ≥ 0, (5.84)

Bn =1

L

∫ L

−L

f(x) sin(nπx

L

)dx =

2

L

∫ L

0

f(x) sin(nπx

L

)dx, n ≥ 1, (5.85)

i vrijedi∑∞

n=1 |Bn| < ∞. Funkcije

un(x, t) = Bne−k( nπL

)2t sin(nπ

Lx), n ≥ 1 (5.86)

zadovoljavaju jednadzbu provodenja i rubne uvjete un(0, t) = un(L, t) = 0. Kako su

un(x, t) ogranicene konvergentnim redom,

|un(x, t)| ≤ |Bn| za sve 0 ≤ x ≤ L, t ≥ 0, (5.87)

prema Weierstrassovom kriteriju red∑∞

n=1 un(x, t) konvergira uniformno na zatvore-

nom skupu Ω = {(x, t) | 0 ≤ x ≤ L, t ≥ 0}. Funkcije un(x, t) su neprekidne na Ω pa

je suma reda neprekidna funkcija

u(x, t) =∞∑

n=1

un(x, t), (x, t) ∈ Ω. (5.88)

Pokazimo sada da funkcija u(x, t) zadovoljava jednadzbu provodenja na skupu Ω.

Neka je ε > 0 i neka je Ωε = {(x, t) | 0 < x < L, t > ε}. Funkcija f je ogranicena pa

vrijedi

|Bn| =2

L

∣∣∣∣

∫ L

0

f(x) sin(nπ

Lx)dx

∣∣∣∣ ≤

2

L

∫ L

0

|f(x)|dx ≤ 2M (5.89)

gdje je M = maxx∈[−L,L] |f(x)|. Deriviranjem po varijabli t dobivamo

∂un

∂t= −Bnk

(nπ

L

)2

e−k( nπL

)2t sin(nπ

Lx). (5.90)

Stoga je u svakoj tocki (x, t) ∈ Ωε derivacija ogranicena sa∣∣∣∣∂un

∂t

∣∣∣∣ ≤ |Bn|k

(nπ

L

)2

e−k( nπL

)2t ≤ 2Mk(π

L

)2

n2e−k( nπL

)2ε. (5.91)

Lako se provjeri da red∑∞

n=1 n2e−k( nπL

)2ε konvergira sto prema Weierstrassovom kri-

teriju povlaci da red∑∞

n=1 ∂un/∂t konvergira uniformno na Ωε. Stoga funkciju u

mozemo derivirati po clanovima pa imamo

∂u

∂t=

∞∑

n=1

∂un

∂t, (x, t) ∈ Ωε. (5.92)


Slicno se pokaze da vrijedi

∂2u

∂x2=

∞∑

n=1

∂2un

∂x2, (x, t) ∈ Ωε. (5.93)

Sada iz jednadzbi (5.92) i (5.93) slijedi da u zadovoljava

ut − kuxx =∂

∂t

( ∞∑

n=1

un

)− k

∂2

∂x2

( ∞∑

n=1

un

)=

∞∑

n=1

(∂un

∂t− k

∂2un

∂x2

)

= 0 (5.94)

na skupu Ωε. Kako je ε > 0 odabran proizvoljno, zakljucujemo da je u rjesenje

jednadzbe provodenja na otvorenom skupu Ω = {(x, t) | 0 < x < L, t > 0}. Funkcija

u ocigledno zadovoljava rubne uvjete u(0, t) = u(L, t) = 0 i pocetni uvjet

u(x, 0) =∞∑

n=1

Bn sin(nπ

Lx)

= f(x), 0 ≤ x ≤ L, (5.95)

jer Fourierov red (5.95) konvergira uniformno ka f na skupu [0, L]. �


ut − uxx = 0, 0 < x < π, t > 0 (5.96)

u(0, t) = u(L, t) = 0, (5.97)

u(x, 0) =

x, 0 ≤ x ≤ π2

π − x, π2

< x ≤ π.(5.98)

Rjesenje Duljina intervala je L = π pa je funkcija u dana sa

u(x, t) =∞∑

n=1

Bne−n2t sin(nx). (5.99)

Funkcija f(x) = u(x, 0) je neprekidna i po dijelovima C1 na [0, π]. Stoga je prema

Dirichletovom teoremu

f(x) =∞∑

n=1

Bn sin(nx) za svaki 0 ≤ x ≤ π (5.100)

Fourierovi koeficijenti su dani sa


00

00

0.50.5

11

1.51.5

8π8π11

4π4π

tt 83π83π

2π2π

xx

2285π85π

43π43π

87π87πππ

Slika 5.2: Graf funkcije (5.104).

Bn =2

π

∫ π

0

f(x) sin(nx)dx =2

π

∫ π2

0

x sin(nx)dx +2

π

∫ π

π2

(π − x) sin(nx)dx

=2

π

[−

x cos(nx)

n+

sin(nx)

n2

]π2

0+

2

π

[−

(π − x) cos(nx)

n−

sin(nx)

n2

]ππ2

=4

πn2sin(nπ

2

). (5.101)

Kako je

sin(nπ

2

)=

0, n = 2m,

(−1)m+1, n = 2m − 1,(5.102)

samo koeficijenti

B2m−1 =4

π

(−1)m+1

(2m − 1)2, m ≥ 1, (5.103)

su razliciti od nule. Stoga je

u(x, t) =4

π

∞∑

m=1

(−1)m+1

(2m − 1)2e−(2m−1)2t sin

((2m − 1)x

). (5.104)


Rjesenje u(x, t) prikazano je na slici 5.2. Primijetimo da za svaki T > 0 funkcija u

ima maksimum na stranici t = 0 pravokutnika [0, π] × [0, T ], u skladu s principom

maksimuma. �

Neumannovi rubni uvjeti

Na slican nacin se metodom separacije moze izvesti rjesenje Neumannovog problema

ut − kuxx = 0, 0 < x < L, t > 0, (5.105)

ux(0, t) = ux(L, t) = 0, t ≥ 0, (5.106)

u(x, 0) = f(x), − L ≤ x ≤ L. (5.107)

Funkcija f zadovoljava uvjete kompatibilnosti pocetnih i rubnih uvjeta f ′(0) = f ′(L) =

0. Pokazuje se da je rjesenje dano redom

u(x, t) =A0

2+

∞∑

n=1

Ane−k(nπL

)2t cos(nπ

Lx), (5.108)

An =2

L

∫ L

0

f(x) cos(nπ

Lx)dx, n ≥ 0. (5.109)

Periodicni rubni uvjeti

Pretpostavimo da je zica duljine 2L savijena u obliku kruznice. U tockama x = −L

i x = L temperatura i njezin gradijent imaju iste vrijednosti pa funkcija u(x, t)

zadovoljava jednadzbu

ut − kuxx = 0, − L < x < L, t > 0, (5.110)

u(x, 0) = f(x), − L ≤ x ≤ L, (5.111)

s periodickim rubnim uvjetima

u(−L, t) = u(L, t), ux(−L, t) = ux(L, t), t ≥ 0. (5.112)

Separacijom varijabli se moze pokazati da je opce rjesenje dano sa

u(x, t) =A0

2+

∞∑

n=1

e−k( nπL

)2t[An cos

(nπ

Lx)

+ Bn sin(nπ

Lx)]

(5.113)


gdje su

An =1

L

∫ L

−L

f(x) cos(nπ

Lx)dx, n ≥ 0, (5.114)

Bn =1

L

∫ L

−L

f(x) sin(nπ

Lx)dx, n ≥ 1. (5.115)


ut − kuxx = 0, −L < x < L, t > 0, (5.116)

u(x, 0) = cos3(πL

x), −L ≤ x ≤ L, (5.117)

u(−L, t) = u(L, t), ux(−L, t) = ux(L, t), t ≥ 0. (5.118)

Funkciju f(x) = cos3( πLx) mozemo razviti u Fourierov red na [−L,L] koristeci trigo-

nometrijski identitet

cos(x) cos(y) =1

2

[cos(x + y) + cos(x − y)

]. (5.119)

Iz jednadzbe (5.119) dobivamo

cos3(x) = cos(x) cos2(x) =1

2cos(x)

[cos(2x) + 1

]

=1

2cos(x) cos(2x) +

1

2cos(x)

=1

4

[cos(3x) + cos(x)

]+

1

2cos(x)

=3

4cos(x) +

1

4cos(3x). (5.120)

Dakle,

cos3(πL

x)

=3

4cos(πL

x)

+1

4cos(3π

Lx). (5.121)

Jednadzba (5.121) predstavlja razvoj fukcije cos3(πx/L) u Fouerierov red

cos3(πL

x)

=A0

2+

∞∑

n=1

[An cos

(nπ

Lx)

+ Bn sin(nπ

Lx)]

(5.122)

gdje su A1 = 34

i A3 = 14

dok svi ostali koeficijenti An i Bn iscezavaju. Uvrstavanjem

ovih koeficijenata u izraz (5.113) dobivamo

u(x, t) =3

4e−k( π

L)2t cos

(π

Lx)

+1

4e−k( 3π

L)2t cos

(3π

Lx). (5.123)


Ostali rubni uvjeti

Na kraju navedimo da se metodom separacije varijabli mogu konstruirati rjesenja

jednadzbe provodenja za razlicite kombinacije rubnih uvjeta. Na primjer, na jednom

kraju intervala moze biti zadan Dirichletov a na drugom Neuannov rubni uvjet,

ut − kuxx = 0, 0 < x < L, t > 0, (5.124)

u(0, t) = 0, ux(L, t) = 0, t ≥ 0, (5.125)

u(x, 0) = f(x), 0 ≤ x ≤ L. (5.126)

U tom slucaju rjesenje je dano sa

u(x, t) =∞∑

n=1

Cne−k( π2L

)2(2n−1)2t sin((2n − 1)π

2Lx)

(5.127)

gdje je

Cn =2

L

∫ L

0

f(x) sin((2n − 1)π

2Lx)dx. (5.128)

Koeficijenti Cn se mogu odrediti tako da se funkcija f prosiri sa intervala [0, L] na

[0, 2L]. Prosirena funkcija

f(x) =

f(x), 0 ≤ x ≤ L,

f(2L − x), L ≤ x ≤ 2L.(5.129)

se razvije u Fourierov red po funkcijama sin(nπx/(2L)

)na intervalu [0, 2L] (koristeci

neparno prosirenje na interval [−2L, 2L]) iz cega se potom dobiju koeficijenti Cn.

5.3 Separacija varijabli za nehomogenu jednadzbu

Modifikacijom prethodne metode moguce je odrediti rjesenje nehomogene jednadzbe

provodenja

ut − kuxx = F (x, t), 0 < x < L, t > 0, (5.130)

u(x, 0) = f(x), 0 ≤ x ≤ L, (5.131)

u(0, t) = u(L, t) = 0, t ≥ 0. (5.132)


Ako je F = 0, onda znamo da je rjesenje dano sa

u(x, t) =∞∑

n=1

Bne−k( nπL

)2t sin(nπ

Lx)

(5.133)

sto mozemo interpretirati kao Fourireov red ciji koeficijenti Bn(t) = Bn e−k(nπL )

2t ovise

o paremetru t. Ovo sugerira da rjesenje nehomogene jednadzbe potrazimo metodom

varijacije parametara u obliku

u(x, t) =∞∑

n=1

Tn(t) sin(nπ

Lx)

(5.134)

gdje su Tn(t) nepoznate funkcije. Funkcije Tn(t) mozemo odrediti ako se F (x, t) moze

razviti u Fourierov red istog oblika kao (5.134). Pretpostavimo da je F (x, t) nepre-

kidna i po dijelovima C1 u varijabli x ∈ [0, L] za svaki t ≥ 0. Obzirom da funkcija

F (x, t) modelira unutarnji izvor koji grije ili hladi stap, razumno je pretpostaviti da

je F (0, t) = F (L, t) = 0. Tada Fourierov red

F (x, t) =∞∑

n=1

Fn(t) sin(nπ

Lx)

, (5.135)

uniformno konvergira ka F (x, t) na intervalu [0, L] za svaki t ≥ 0. Supstitucijom

izraza (5.134) i (5.135) u jednadzbu provodenja dobivamo

∞∑

n=1

(

T ′n(t) + k

(nπ

L

)2

Tn(t)

)

sin(nπ

Lx)

=∞∑

n=1

Fn(t) sin(nπ

Lx)

. (5.136)

Odavde slijedi da funkcije Tn(t) zadovoljavaju diferencijalne jednadzbe

T ′n(t) + k

(nπ

L

)2

Tn(t) = Fn(t), n ≥ 1. (5.137)

Opce rjesenje jednadzbe (5.137) je dano sa

Tn(t) = Bn e−k(nπL )

2t + T p

n(t) (5.138)

gdje je Bn konstanta integracije, a T pn(t) je partikularno rjesenje koje ovisi o funkciji

Fn(t). Uvrstenjem rjesenja (5.138) u jednadzbu (5.78) dobivamo

u(x, t) =∞∑

n=1

Bn e−k(nπL )

2t sin

(nπ

Lx)

+∞∑

n=1

T pn(t) sin

(nπ

Lx)

. (5.139)


Prvi clan u jednadzbi (5.139) prepoznajemo kao rjesenje homogenog problema,

uh(x, t) =∞∑

n=1

Bn e−k(nπL )

2t sin

(nπ

Lx)

, (5.140)

dok je drugi clan partikularno rjesenje

up(x, t) =∞∑

n=1

T pn(t) sin

(nπ

Lx)

(5.141)

koje ovisi o funkciji F (x, t). Koeficijente Bn odredujemo iz pocetnog uvjeta u(x, 0) =

f(x),∞∑

n=1

(Bn + T p

n(0))sin(nπ

Lx)

= f(x), 0 ≤ x ≤ L, (5.142)

odakle dobivamo

Bn + T pn(0) =

2

L

∫ L

0

f(x) sin(nπ

Lx)

dx. (5.143)

Time je rjesenje nehomogene jednadzbe provodjenja potpuno odredeno.

Primjer 5.4 Rijesite nehomogenu jednadzbu

ut − uxx = e−t sin(3x), 0 < x < π, t > 0, (5.144)

u(0, t) = u(π, t) = 0, t ≥ 0, (5.145)

u(x, 0) = x sin(x), 0 ≤ x ≤ π. (5.146)

Nehomogeni clan F (x, t) = e−t sin(3x) zadovoljva uvjet F (0, t) = F (π, t) = 0 pa

rjesenje trazimo u obliku

u(x, t) =∞∑

n=1

Tn(t) sin(nx). (5.147)

Supstitucijom izraza (5.147) u jednadzbu (5.144) dobivamo

∞∑

n=1

(T ′

n(t) + n2Tn(t))sin(nx) = e−t sin(3x). (5.148)

Ovo povlaci da funkcije Tn(t) zadovoljavaju diferencijalne jednadzbe

T ′n(t) + n2Tn(t) = 0, n 6= 3, (5.149)

T ′3(t) + 9T3(t) = e−t. (5.150)


Rjesenje prve jednadzbe je dano sa

Tn(t) = Bne−n2t, n 6= 3. (5.151)

Drugu jednadzbu mozemo rijesiti medotom varijacije konstanti, T3(t) = C3(t)e−9t.

Tada iz (5.150) slijedi da je C ′3(t) = e8t sto povlaci C3(t) = 1

8e8t + B3. Dakle,

T3(t) = B3e−9t +

1

8e−t. (5.152)

Stoga u(x, t) mozemo zapisati kao

u(x, t) =∞∑

n=1

Bne−n2t sin(nx) +1

8e−t sin(3x). (5.153)

Iz pocetnog uvjeta (5.146) dobivamo

∞∑

n=1

Bn sin(nx) +1

8sin(3x) = x sin(x), 0 ≤ x ≤ π. (5.154)

Definirajmo koeficijente Bn = Bn za n 6= 3 i B3 = B3 + 18

tako da je

∞∑

n=1

Bn sin(nx) = x sin(x), 0 ≤ x ≤ π. (5.155)

Bn su Fourierovi koeficijenti

Bn =2

π

∫ π

0

x sin(x) sin(nx)dx, n ≥ 1. (5.156)

Za n = 1 imamo

B1 =2

π

∫ π

0

x sin2(x)dx =π

2. (5.157)

Za n ≥ 2 dobivamo

Bn =2

π

∫ π

0

x sin(x) sin(nx)dx

=2

π

∫ π

0

x1

2

[cos((n − 1)x

)− cos

((n + 1)x

)]dx

=1

π

1

(n − 1)2

[cos((n − 1)x

)+ (n − 1)x sin(x) sin

((n − 1)x

)]π

0

−1

π

1

(n + 1)2

[cos((n + 1)x

)+ (n + 1)x sin(x) sin

((n + 1)x

)]π

0

=1

π

(−1)n−1 − 1

(n − 1)2−

1

π

(−1)n+1 − 1

(n + 1)3= −

4

π

n((−1)n + 1

)

(n2 − 1)2. (5.158)


Primijetimo da je Bn = 0 za neparni n > 1, dok je za parne indekse

B2n = −16

π

n

(4n2 − 1)2, n = 1, 2, 3, . . . (5.159)

Iz jednadzbi (5.157) i (5.159) dobivamo

B1 =π

2, B3 = −

1

8, Bn = 0 za neparni n > 3, (5.160)

B2n = −16

π

n

(4n2 − 1)2, n = 1, 2, 3, . . . (5.161)

Supstitucijom koeficijenata Bn u jednadzbu (5.153) nalazimo rjesenje problema

u(x, t) =π

2e−t sin(x) +

1

8(e−t − e−9t) sin(3x) −

16

π

∞∑

n=1

n

(4n2 − 1)2e−4n2t sin(2nx).

(5.162)

Graf funkcije u je prikazan na slici 5.3. �


0000

0.20.2

0.40.4

0.60.6

0.80.8

11

1.21.2

1.41.4

1.61.6

1.81.8

11tt 8

π8π22 4

π4π

83π83π

2π2π

xx

85π85π

43π43π

87π87πππ


Poglavlje 6

Valna jednadzba

6.1 Valno gibanje i d’Alembertovo rjesenje

Valna jednadzba ima istaknuto mjesto u primjenama jer opisuje titranje kontinuiranih

mehanickih sredina, sirenje elektromagnetskih i zvucnih valova, a nalazi primjene i

u kvantnom opisu elementarnih cestica. U ovom poglavlju razmatrat cemo valnu

jednadzbu u jednoj prostornoj dimenziji

utt − c2uxx = 0. (6.1)

Jednadzba (6.1) opisuje tiranje elasticne zice u idealiziranom slucaju kada mozemo

zanemariti disipativne efekte kao sto su unutarnje trenje zice ili trenje zraka. Zica je

polozena duz osi x, a otklon zice u(x, t) od ravnoteznog polozaja je okomit na os x.

Ovakvo titranje se naziva transferzalno za razliku od logitudinalnog titranja koje se

odvija duz osi x. Konstanta c > 0 predstavlja brzinu sirenja vala.

Proucavanje valne jednadzbe pocinjemo nekim opcim zapazanjima o valnim giba-

njima. Uvedimo nove variable

α = x + ct, β = x − ct (6.2)

i funkciju w(α, β) = u(x(α, β), t(α, β)

). Tada je

utt − c2uxx = −4c2wαβ (6.3)

80

POGLAVLJE 6. VALNA JEDNADZBA 81

pa u novim varijablama jednadzba ima kanonski oblik

wαβ = 0. (6.4)

Integracijom ove jednadzbe dobivamo

w(α, β) = A(α) + B(β), (6.5)

stoga je opce rjesenje dano sa

u(x, t) = A(x + ct) + B(x − ct) (6.6)

gdje su A i B proizvoljne funkcije klase C2. Funkcija A(x + ct) predstavlja val koji

se krece brzinom c u negativnom smjeru, dok B(x − ct) predstavlja val koji se krece

istom brzinom u pozitivnom smjeru. Dakle, opce rjesenje valne jednadzbe je super-

pozicija dvaju valova koji se gibaju u suprotnim smjerovima.

Pretpostavimo da valna jednadzba opisuje titranje vrlo dugacke zice. Kako se valno

gibanje siri konacnom brzinom, mozemo zanemariti rubne uvjete na krajevima zice

barem u nekom vremenskom interalu. U tom slucaju titranje zice mozemo modelirati

jednadzbom

utt − c2uxx = 0, x ∈ R, t > 0, (6.7)

u(x, 0) = f(x), ut(x, 0) = g(x), x ∈ R, (6.8)

gdje funkcije f(x) i g(x) predstavljaju pocetni otklon i pocetnu brzinu u tocki x,

redom. Supsitucijom opceg rjesenja u pocetne uvjete (6.8) dobivamo

u(x, 0) = A(x) + B(x) = f(x), (6.9)

ut(x, 0) = cA′(x) − cB′(x) = g(x). (6.10)

Integracijom jednadzbe (6.10) slijedi

A(x) − B(x) =1

c

∫ x

0

g(s)ds + D (6.11)

gdje je D konstanta integracije. Dakle, funkcije A i B zaodovljavaju sistem jednadzbi

A(x) + B(x) = f(x), (6.12)

A(x) − B(x) =1

c

∫ x

0

g(s)ds + D (6.13)


koji ima jedinstveno rjesenje

A(x) =1

2f(x) +

1

2c

∫ x

0

g(s)ds +D

2, (6.14)

B(x) =1

2f(x) −

1

2c

∫ x

0

g(s)ds −D

2. (6.15)

Dakle, rjesenje valne jednadzbe je dano sa

u(x, t) = A(x + ct) + B(x − ct) (6.16)

=1

2

[f(x + ct) + f(x − ct)

]+

1

2c

∫ x+ct

x−ct

g(s)ds. (6.17)

Ovo rjesenje nazivamo d’Alembertovo rjesenje s pocetnom amplitudom f ∈ C2(R)

i brzinom g ∈ C(R). Intuitivno je jasno da je gibanje zice jedinstveno odredeno

ako su poznati pocetni polozaj i brzina. Takoder je razumno ocekivati da male pro-

mjene u pocetnim uvjetima uzrokuju male promjene u rjesenju u(x, t) kada titranje

promatramo u konacnom vremenskom intervalu. Dokazimo ove tvrdnje u sljedecem

teoremu.

Teorem 6.1 Neka su f ∈ C2(R) i g ∈ C1(R). Tada valna jednadzba (6.7)-(6.8) ima

jedinstveno rjesenje

u(x, t) =1

2

[f(x + ct) + f(x − ct)

]+

1

2c

∫ x+ct

x−ct

g(s)ds (6.18)

koje je u svakom konacnom intervalu 0 ≤ t ≤ T stabilno obzirom na pocetne uvjete

(6.8).

Dokaz. Koristeci formulu

d

dx

∫ ϕ2(x)

ϕ1(x)

f(u)du = f(ϕ2(x)) ϕ′2(x) − f(ϕ1(x)) ϕ′

1(x) (6.19)

lako se provjeri da funkcija (6.18) zadovoljava jednadzbu (6.7) i pocetne uvjete (6.8).

Iz konstrukcije rjesenja slijedi da je svaka funkcija koja zadovoljava jednadzbe (6.7)-

(6.8) nuzno oblika (6.18) pa je rjesenje jedinstveno.


Pokazimo da je rjesenje (6.18) stabilno. Neka su u1 i u2 rjesenja pridruzena pocetnim

uvjetima f1, g1 i f2, g2, redom. Promotrimo u1 i u2 u vremenskom intervalu [0, T ].

Odaberimo ε > 0 i pretpostavimo da pocetni uvjeti zadovoljavaju

supx∈R

|f1(x) − f2(x)| <ε

1 + T, sup

x∈R|g1(x) − g2(x)| <

ε

1 + T. (6.20)

Razlika rjesenja jednaka je

u1(x, t) − u2(x, t) =1

2

[f1(x + ct) − f2(x + ct) + f1(x − ct) − f2(x − ct)

]

+1

2c

∫ x+ct

x−ct

(g1(s) − g2(s)) ds, (6.21)

pa iz nejednakosti (6.20) slijedi

|u1(x, t) − u2(x, t)| ≤1

2

(|f1(x + ct) − f2(x + ct)| + |f1(x − ct) − f2(x − ct)|

)

+1

2c

∫ x+ct

x−ct

|g1(s) − g2(s)| ds

≤1

2

(ε

1 + T+

ε

1 + T

)

+1

2c

∫ x+ct

x−ct

ε

1 + Tds

=ε

1 + T(1 + t) ≤ ε (6.22)

za svaki 0 ≤ t ≤ T . Ovo implicira da je

supx∈R

0≤t≤T

|u1(x, t) − u2(x, t)| ≤ ε. (6.23)

Pokazali samo da za svaki ε > 0 postoji δ = 2ε/(1 + T ) takav da

supx∈R

(|f1(x)−f2(x)|+ |g1(x)−g2(x)|

)< δ ⇒ sup

x∈R0≤t≤T

|u1(x, t)−u2(x, t)| < ε. (6.24)

Dakle, u svakom konacnom intervalu 0 ≤ t ≤ T mala promjena u pocetnim uvjetima

uzrokuje malu promjenu u rjesenju pa je rjesenje valne jednadzbe stabilno. �

Primjer 6.1 Rijesite valnu jednadzbu

utt − c2uxx = 0, x ∈ R, t > 0, (6.25)

u(x, 0) =1

1 + x2, ut(x, 0) = 0. (6.26)


(a) Pocetni profil f(x) = 11+x2 . (b) Funkcija u(x, t) kao superpozicija dva

putujuca vala.

Slika 6.1:

U ovom problemu je f(x) = 11+x2 i g(x) = 0. D’Alembertovo rjesenje je dano sa

u(x, t) =1

2

[ 1

1 + (x + ct)2+

1

1 + (x − ct)2

]. (6.27)

Slika 6.1 prikazuje pocetni profil vala i rjesenje u(x, t). �


utt − c2uxx = 0, x ∈ R, t > 0, (6.28)

u(x, 0) = sin(x), ut(x, 0) = cos(x). (6.29)

Prema d’Alembertovoj formuli imamo

u(x, t) =1

2[sin(x + ct) + sin(x − ct)] +

1

2c

∫ x+ct

x−ct

cos(s)ds

= sin(x) cos(ct) +1

2c[sin(x + ct) − sin(x − ct)]

= sin(x) cos(ct) +1

ccos(x) sin(ct). (6.30)

Koristeci identitet sin(α) cos(β) = 12[sin(α+β)+sin(α−β)], rjesenje mozemo zapisati

kao superpoziciju valova koji putuju u suprotnim smjerovima

u(x, t) =c + 1

2csin(x + ct) +

c − 1

2csin(x − ct). (6.31)

�


6.2 D’Alembertovo rjesenje za nehomogenu valnu

jednadzbu

U ovom poglavlju cemo d’Alembertovo rjesenje prosiriti na nehomogenu valnu jed-

nadzbu

utt − c2uxx = F (x, t), x ∈ R, t > 0, (6.32)

u(x, 0) = f(x), ut(x, 0) = g(x), x ∈ R. (6.33)

Funkcija F (x, t) modelira vanjsku silu koja djeluje na zicu u tocki x u trenutku t. Uve-

dimo varijablu y = ct i definirajmo funkciju w(x, y) = u(x, t). Ovom transformacijom

dobivamo ekvivalentni problem

wxx − wyy = F ∗(x, y), x ∈ R, y > 0, (6.34)

w(x, 0) = f(x), wy(x, 0) = g∗(x), x ∈ R (6.35)

gdje su

F ∗(x, y) = −1

c2F (x, t), g∗(x) =

1

cg(x). (6.36)

Neka je (x0, y0) proizvoljna tocka u poluravnini x ∈ R, y > 0. Promotrimo trokut

D kojeg tvore vrhovi P0 = (x0, y0), P1 = (x0 − y0, 0) i P2 = (x0 + y0, 0). Oznacimo

stranice trokuta s B0, B1 i B2 kao na slici 6.2. Ideja za rjesenje problema (6.34)–

(6.35) je sljedeca. Jednadzbu (6.34) cemo integrirati po trokutu D i primjenom

Greenovog teorema integral zamijeniti krivuljnim integralom po stranicama trokuta.

Racunanjem krivuljnih integrala dobit cemo vrijednost funkcije w u tocki (x0, y0).

Time je rjesenje odredeno jer je tocka (x0, y0) odabrana proizvoljno. Integracijom

jednadzbe (6.34) po trokutu D dobivamo∫∫

D

(wxx − wyy)dx dy =

∫∫

D

F ∗(x, y)dx dy. (6.37)

Prema Greenovom teoremu integral na lijevoj strani jednak je∫∫

D

(wxx − wyy)dx dy =

∫

∂D

(wydx + wxdy) (6.38)

gdje je ∂D pozitivno orijentirani rub trokuta D sastavljen od segemenata B0, B1 i

B2. Integral po segmentu B0 iznosi∫

B0

(wydx + wxdy) =

∫ x0+y0

x0−y0

wy(x, 0)dx =

∫ x0+y0

x0−y0

g∗(x)dx. (6.39)


Slika 6.2: Podrucje integracije za nehomogenu valnu jednadzbu.

Integral po segmentu B1 se moze izracunati uvodeci parametrizaciju

x(t) = x0 + (1 − t)y0, y(t) = ty0, t ∈ [0, 1] (6.40)

gdje smo vodili racuna o orijentaciji segmenta. Sada je∫

B1

(wydx + wxdy) =

∫ 1

0

[wy(x(t), y(t)) x′(t) + wx(x(t), y(t)) y′(t)

]dt. (6.41)

Primijetimo da je x′(t) = −y′(t) = −y0, stoga zamjenom x′(t) sa y′(t) u integralu

(6.41) dobivamo

∫

B1

(wydx + wxdy) = −∫ 1

0

[wx(x(t), y(t)) x′(t) + wy(x(t), y(t)) y′(t)

]dt

= −∫ 1

0

d

dtw(x(t), y(t))dt = −w(x(t), y(t))

∣∣∣t=1

t=0

= w(x0 + y0, 0) − w(x0, y0). (6.42)

Slicno se pokazuje da je integral po segmentu B2 jednak∫

B2

(wydx + wxdy) = w(x0 − y0, 0) − w(x0, y0). (6.43)


Kako je w(x, 0) = f(x), zbrajanjem integrala po segmentima B0, B1 i B2 dobivamo

∫

∂D

(wydx + wxdy) = f(x0 + y0) + f(x0 − y0) − 2w(x0, y0) +

∫ x0+y0

x0−y0

g∗(x)dx. (6.44)

Iz jednadzbi (6.37), (6.38) i (6.44) slijedi da je∫∫

D

F ∗(x, y)dxdy =

∫

∂D

(wydx + wxdy)

= f(x0 + y0) + f(x0 − y0) − 2w(x0, y0) +

∫ x0+y0

x0−y0

g∗(x)dx. (6.45)

Odavde nalazimo

w(x0, y0) =1

2

[f(x0 + y0) + f(x0 − y0)

]+

1

2

∫ x0+y0

x0−y0

g∗(x)dx −1

2

∫∫

D

F ∗(x, y)dx dy.

Funkcija w u tocki (x0, y0) je potpuno odredjena funkcijama f , g i F . Kako je tocka

(x0, y0) ∈ R2+ odabrana proizvoljno, mozemo pisati

w(x, y) =1

2

[f(x + y)+ f(x− y)

]+

1

2

∫ x+y

x−y

g∗(x′)dx′−1

2

∫∫

D

F ∗(x′, y′)dx′dy′ (6.46)

gdje podrazumijevamo da se vrh trokuta D nalazi u tocki (x, y). Pocetno rjesenje

nalazimo iz jednadzbe u(x, t) = w(x, ct). Primijetimo da su prva dva clana u gornjoj

jednadzbi rjesenja homogene valne jednadzbe dok je treci clan partikularno rjesenje

koje ovisi o funkciji F (x, t).


wxx − wyy = 1, x ∈ R, y > 0, (6.47)

w(x, 0) = sin(x), wy(x, 0) = x. (6.48)

U ovom problemu je F ∗(x, y) = 1, f(x) = sin(x) i g∗(x) = x. Iz d’Alembertove

formule slijedi

w(x, y) =1

2

[sin(x + y) + sin(x − y)

]+

1

2

∫ x+y

x−y

x′dx′ −1

2

∫∫

D

dx′ dy′ (6.49)

= sin(x) cos(y) +1

4(x′)2

∣∣∣x+y

x=y−

1

2(2y)y (6.50)

= sin(x) cos(y) + xy −1

2y2. (6.51)


Primjer 6.4 Rijesite jednadzbu

utt − c2uxx = xet, x ∈ R, t > 0, (6.52)

u(x, 0) = sin(x), ut(x, 0) = 0. (6.53)

Definirajmo funkcije F (x, t) = xet, f(x) = sin(x) i g(x) = 0. Tada su

F ∗(x, y) = −1

c2x ey/c i g∗(x) = 0 (6.54)

pa je prema d’Alembertovoj formuli

w(x, y) =1

2

[sin(x + y) + sin(x − y)

]+

1

2c2

∫∫

D

x′ ey′/cdx′dy′. (6.55)

Oznacimo vrh trokuta D s (x, y) (vidi sliku 6.2). Tada je

∫∫

D

x′ ey′/cdx′dy′ =

∫ y

0

∫ −y′+(x+y)

y′+(x−y)

x′ ey′/cdx′dy′ =

∫ y

0

ey′/c(1

2(x′)2

∣∣∣x′=−y′+(x+y)

x′=y′+(x−y)

)dy′

=1

2

∫ y

0

ey′/c[(−y′ + x + y)2 − (y′ + x − y)2

]dy′

= 2x

∫ y

0

ey′/c(−y′ + y) dy′ = 2c2x(ey/c −

y

c− 1). (6.56)


w(x, y) = sin(x) cos(y) + x(ey/c −

y

c− 1). (6.57)

Dakle, rjesenje u(x, t) je dano sa

u(x, t) = w(x, ct) = sin(x) cos(ct) + x(et − t − 1

). (6.58)

6.3 Pocetno–rubni problem za valnu jednadzbu

Razmotrimo sada titranje zice duljine L na koju djeluje vanjska sila F (x, t). Ovaj

problem je opisan valnom jednadzbom

utt − c2uxx = F (x, t), 0 < x < L, t > 0, (6.59)

i pocetnim uvjetima

u(x, 0) = f(x), ut(x, 0) = g(x), 0 ≤ x ≤ L. (6.60)


Ako su krajevi zice ucvrsceni, onda u zadovoljava Dirichletove uvjete

u(0, t) = u(L, t) = 0, t ≥ 0. (6.61)

Ako krajevi zice slobodno titraju okomito na os x, onda se zica postavlja tako da je

tangenta na nju horizontalna u tockama x = 0 i x = L. U tom slucaju funkcija u

zadovoljava Neumannove uvjete

ux(0, t) = ux(L, t) = 0, t ≥ 0. (6.62)

Ocigledno, ako je zica ucvrscena u jednom kraju, a u drugom kraju slobodno titra,

onda u zadovoljava kombinirane Dirichletove i Neumannove uvjete. Rjesenje valne

jednadzbe promatramo na domeni Ω = {(x, t) | 0 < x < L, t > 0}.

Teorem 6.2 (Jedinstvenost rjesenja) Neka su u1 i u2 C2 rjesenja problema (6.59)–

(6.61). Tada je u1 = u2.

Dokaz. Neka je w = u1 − u2. Tada je w rjesenje homogene jednadzbe

wtt − c2wxx = 0, 0 < x < L, t > 0, (6.63)

w(x, 0) = wt(x, 0) = 0, 0 ≤ x ≤ L, (6.64)

w(0, t) = w(L, t) = 0, t ≥ 0. (6.65)

Pokazat cemo da problem (6.63)-(6.65) ima samo trivijalno rjesenje w = 0. Defini-

rajmo pomocnu funkciju

E(t) =1

2

∫ L

0

(c2w2x + w2

t )dx. (6.66)

Funkcija E(t) predstavlja ukupnu energiju titrajuce zice u trenutku t. Funkcije

(wx)2t = 2wxwxt i (wt)

2t = 2wtwtt su neprekidne, pa prema Leibnizovom pravilu za

deriviranje pod integralom dobivamo

dE

dt=

∫ L

0

(c2wx wxt + wt wtt)dt. (6.67)

Parcijalnom integracijom prvog clana nalazimo∫ L

0

wxwxt dx = wxwt

∣∣∣x=L

x=0−∫ L

0

wtwxx dx

= wx(L, t)wt(L, t) − wx(0, t)wt(0, t) −∫ L

0

wtwxx dx. (6.68)


Fukcija w zadovoljava rubni uvjet w(0, t) = 0 za svaki t ≥ 0 sto implicira

wt(0, t) = limΔt→0

w(0, t + Δt) − w(0, t)

Δt= 0. (6.69)

Slicno, iz uvjeta w(L, t) = 0 za svaki t ≥ 0 slijedi

wt(L, t) = 0. (6.70)

Stoga je ∫ L

0

wxwxt dx = −∫ L

0

wtwxx dx (6.71)

pa je derivacija energije dana sa

dE

dt=

∫ L

0

wt (wtt − c2wxx) dx = 0 (6.72)

jer je wtt − c2wxx = 0. Zakljucujemo da je funkcija E(t) konstantna, odnosno

E(t) = E(0) za svaki t ≥ 0. (6.73)

U pocetnom trenutku je

E(0) =1

2

∫ L

0

[c2w2

x(x, 0) − w2t (x, 0)

]dx =

1

2

∫ L

0

c2w2x(x, 0) dx (6.74)

zbog pocetnog uvjeta wt(x, 0) = 0. Kako je w(x, 0) = 0 za svaki x ∈ [0, L], vrijedi

wx(x, 0) = limΔx→0

w(x + Δx, 0) − w(x, 0)

Δx= 0. (6.75)

Zakljucujemo da je E(0) = 0 sto povlaci

E(t) =1

2

∫ L

0

(c2w2

x + w2t

)dx = 0. (6.76)

Odavde slijedi da je

wx(x, t) = wt(x, t) = 0 (6.77)

pa je funkcija w konstantna jer ne ovisi o varijablama x i t. Sada iz pocetnog uvjeta

w(x, 0) = 0 zakljucujemo w(x, t) = 0 za svaki x ∈ [0, L] i t ≥ 0. Dakle, u1 = u2 cima

je pokazano da je rjesenje problema jedinstveno. �

Primijetimo da iz istog dokaza slijedi jedinstvenost rjesenja valne jednadzbe s Ne-

umannovim rubnim uvjetima ux(0, t) = 0 i ux(L, t) = 0.


6.3.1 Separacija varijabli za homogenu jednadzbu

Dirichletovi rubni uvjeti

Razmotrimo sada rjesenje homogene valne jednadzbe s Dirichletovim rubnim uvje-

tima

utt − c2uxx = 0, 0 < x < L, t > 0, (6.78)

u(x, 0) = f(x), ut(x, 0) = g(x), 0 ≤ x ≤ L, (6.79)

u(0, t) = u(L, t) = 0, t ≥ 0. (6.80)

Kompatibilnost pocetnih i rubnih uvjeta zahtijeva da f i g zadovoljavaju f(0) =

f(L) = 0 i g(0) = g(L) = 0 jer su pocetna amplituda i brzina u tockama x = 0 i

x = L jednake nuli. Rjesenje problema trazimo u separiranom obliku

u(x, t) = P (x)Q(t). (6.81)

Supstitucijom izraza (6.81) u jednadzbu (6.78) dobivamo PQtt = c2PxxQ, odnosno

Pxx

P=

1

c2

Qtt

Q. (6.82)

Varijable x i t su nezavisne pa obje strane u jednadzbi (6.82) moraju biti konstantne.

Dakle,Pxx

P=

1

c2

Qtt

Q= −λ (6.83)

za neki λ ∈ R koji nazivamo separacijska konstanta. Odavde slijedi da su funkcije P

i Q rjesenja obicnih diferencijalnih jednadzbi

Pxx + λP = 0, 0 < x < L, (6.84)

Qtt + λc2Q = 0, t > 0. (6.85)

Rubni uvjeti u(0, t) = P (0)Q(t) = 0 i u(L, t) = P (L)Q(t) = 0 povlace P (0) = 0 i

P (L) = 0. Stoga funkcija P zadovoljava pridruzeni Sturm–Liouvilleov problem

Pxx + λP = 0, (6.86)

P (0) = P (L) = 0. (6.87)


U poglavlju 5.2 je pokazano da jednadzba (6.86)-(6.87) ima netrivijalna rjesenja samo

za vlastite vrijednosti

λn =(nπ

L

)2

, n ≥ 1, (6.88)

kojima pripadaju vlastite funkcije

Pn(x) = Bn sin(nπ

Lx), n ≥ 1. (6.89)

Za svaku vlastitu vrijednost λn mozemo odrediti funkciju Q(t) iz jednadzbe (6.85).

Opce rjesenje je dano sa

Qn(t) = Cn cos(nπc

Lt)

+ Dn sin(nπc

Lt), n ≥ 1. (6.90)

Time dobivamo niz funkcija

un(x, t) = Pn(x)Qn(t) =[an cos

(nπc

Lt)

+ bn sin(nπc

Lt)]

sin(nπ

Lx), (6.91)

gdje su an i bn neodredene konstante. Funkcije un(x, t) zadovoljavaju valnu jednadzbu

(6.78) i rubne uvjete (6.80), a svaka linearna kombinacija

u(x, t) =N∑

n=1

[an cos

(nπc

Lt)

+ bn sin(nπc

Lt)]

sin(nπ

Lx)

(6.92)

je takoder rjesenje istog problema.

Funkciju un(x, t) nazivamo harmonik n-tog reda za zicu s ucvrscenim krajevima u

x = 0 i x = L. Ako an i bn nisu oba nula, onda se harmonik un(x, t) moze zapi-

sati u sljedecem obliku. Definirajmo Rn =√

a2n + b2

n. S obzirom da je (an/Rn)2 +

(bn/Rn)2 = 1, postoji θn ∈ R takav da je

an = Rn sin(θn) i bn = Rn cos(θn). (6.93)

Tada je

un(x, t) = Rn

[sin(θn) cos

(nπc

Lt)

+ cos(θn) sin(nπc

Lt)]

sin(nπ

Lx)

= Rn sin(nπ

Lx)

sin(nπc

Lt + θn

). (6.94)


(a) n = 1 (b) n = 2 (c) n = 3

Slika 6.3: Prva tri harmonika za titranje zice s ucvrscenim krajevima.

U tocki x harmonik un(x, t) ima amplitudu Rn| sin(nπL

x)| i fazu θn. Period harmonika,

odnosno vrijeme potrebno za jednu oscilaciju, dobivamo iz jednadzbe nπcT/L = 2π

sto daje

Tn =2L

nc. (6.95)

Frekvencija titranja fn je broj oscilacija u jedinici vremena,

fn =1

Tn

=nc

2L. (6.96)

Slika 6.3 prikazuje prva tri harmonika za titrajucu zicu s ucvrscenim krajevima.

Titranje zice je opcenito superpozicija harmonika svakog reda, odnosno svih mogucih

frekvencija, pa ocekujemo da se opce rjesenje valne jednadzbe moze zapisati u obliku

u(x, t) =∞∑

n=1

[an cos

(nπc

Lt)

+ bn sin(nπc

Lt)]

sin(nπ

Lx)

(6.97)

Konstante an i bn su odredene pocetnim uvjetima u(x, 0) = f(x) i ut(x, 0) = g(x).

Ako pretpostavimo da se red (6.97) moze derivirati po clanovima, onda dobivamo

u(x, 0) =∞∑

n=1

an sin(nπ

Lx)

= f(x), 0 ≤ x ≤ L, (6.98)

ut(x, 0) =∞∑

n=1

(nπc

L

)bn sin

(nπ

Lx)

= g(x), 0 ≤ x ≤ L. (6.99)


Neparnim prosirenjem funkcija f i g na [−L,L] mozem odrediti Fourierove koeficijente

an =2

L

∫ L

0

f(x) sin(nπ

Lx)

dx, (6.100)

bn =2

nπc

∫ L

0

g(x) sin(nπ

Lx)

dx. (6.101)

Iz dobivenog rjesenja se vidi da je titranje zice potpuno odredeno pocetnim i rubnim

uvjetima. Ovo rjesenje je formalno jer je potrebno odrediti uvjete pod kojima red

(6.97) predstavlja C2 funkciju koja zadovoljava valnu jednadzbu.

Teorem 6.3 (Egzistencija rjesenja) Neka su f ∈ C4([0, L]) i g ∈ C3([0, L]). Pret-

postavimo da funkcije f i g zadovoljavaju uvjete

(i) f(0) = f(L) = 0, f ′′(0) = f ′′(L) = 0,

(ii) g(0) = g(L) = 0.

Tada je funkcija (6.97), gdje su Fourierovi koeficijenti dani relacijama (6.100) i

(6.101), klasicno rjesenje valne jednadzbe s Dirichletovim uvjetima

utt − c2uxx = 0, 0 < x < L, t > 0, (6.102)

u(x, 0) = f(x), ut(x, 0) = g(x), 0 ≤ x ≤ L, (6.103)

u(0, t) = u(L, t) = 0, t ≥ 0. (6.104)

Dokaz. Pokazimo da koeficijenti an i bn teze k nuli dovoljno brzo tako da je suma

reda (6.97) neprekidna funkcija koja se moze derivirati po clanovima. Parcijalnom

intregracijom relacije (6.100) dobivamo

an =2

nπ

∫ L

0

f ′(x) cos(nπ

Lx)dx (6.105)

jer je f(0) = f(L) = 0. Koristeci pretpostavku f ′′(0) = f ′′(L) = 0, iteracijom

parcijalne integracije tri puta nalazimo

an =2L3

(nπ)4

∫ L

0

f (4)(x) sin(nπ

Lx)dx. (6.106)

Odavde slijedi da je∣∣∣(nπ

L

)2

an

∣∣∣ ≤

2L

(nπ)2

∫ L

0

|f (4)(x)|dx. (6.107)


Kako je f (4) neprekidna na [0, L], to je f (4) ogranicena na [0, L] pa mozemo definirati

konstantu

C1 =2L

π2

∫ L

0

|f (4)(x)|dx. (6.108)

Tada je ∣∣∣(nπ

L

)2

an

∣∣∣ ≤

C1

n2, n ≥ 1. (6.109)

Slicno se pokazuje da koristeci uvjete g(0) = g(L) = 0 i g ∈ C3([0, L]), iz relacije

(6.101) dobivamo ∣∣∣(nπ

L

)2

bn

∣∣∣ ≤

C2

n2, n ≥ 1, (6.110)

gdje je

C2 =2L

cπ2

(|g′′(0)| + |g′′(L)| +

∫ L

0

|g(3)(x)|dx). (6.111)

Definirajmo funkcije

un(x, t) =[an cos

(nπc

Lt)

+ bn sin(nπc

nt)]

sin(nπ

Lx), n ≥ 1. (6.112)

Nejednakosti (6.109) i (6.110) povlace da su redovi∑∞

n=1 |an| i∑∞

n=1 |bn| konvergenti.

Kako je

|un(x, t)| ≤ |an| + |bn| (6.113)

za svaki 0 ≤ x ≤ L i t ≥ 0, prema Weierstrassovom kriteriju red∑∞

n=1 un(x, t)

konvergira uniformno na skupu Ω = {(x, t) | 0 ≤ x ≤ L, t ≥ 0} ka neprekidnoj

funkciji

u(x, t) =∞∑

n=1

[an cos

(nπc

Lt)

+ bn sin(nπc

Lt)]

sin(nπ

Lx)

(6.114)

Pokazimo da se red (6.114) moze derivirati po clanovima na otvorenom skupu Ω =

{(x, t) | 0 < x < L, t > 0}. Deriviranjem funkcije (6.114) dobivamo

∂2un

∂x2= −

(nπ

L

)2[an cos

(nπc

Lt)

+ bn sin(nπc

Lt)]

sin(nπ

Lx)

(6.115)

pa nejednakosti (6.109) i (6.110) povlace

∣∣∣∂2un

∂x2

∣∣∣ ≤

(nπ

L

)2

|an| +(nπ

L

)2

|bn| ≤C1 + C2

n2(6.116)


za svaki 0 < x < L i t > 0. Red∑∞

n=1 1/n2 je konvergentan pa prema Weierstrasso-

vom kriteriju red funkcija∑∞

n=1 ∂2un/∂x2 konvergira uniformno na Ω. Stoga se red

u(x, t) =∑∞

n=1 un(x, t) moze derivirati po clanovima i vrijedi

∂2u

∂x2=

∞∑

n=1

∂2un

∂x2, (x, t) ∈ Ω. (6.117)

Deriviranjem po varijabli t dobivamo

∣∣∣∂2un

∂t2

∣∣∣ ≤ c2 C1 + C2

n2(6.118)

za svaki 0 < x < L i t > 0 pa prema istom argumentu zakljucujemo

∂2u

∂t2=

∞∑

n=1

∂2un

∂t2, (x, t) ∈ Ω. (6.119)

Funkcije un zadovoljavaju valnu jednadzbu (un)tt − c2(un)xx = 0 i rubne uvjete

un(0, t) = un(L, t) = 0. Odavde slijedi da u zadovoljava

utt − c2uxx =∞∑

n=1

∂2un

∂t2− c2

∞∑

n=1

∂2un

∂x2=

∞∑

n=1

(∂2un

∂t2− c2 ∂2un

∂x2

)= 0 (6.120)

i rubne uvjete u(0, t) = u(L, t) = 0. Promotrimo sada pocetne uvjete

u(x, 0) =∞∑

n=1

an sin(nπ

Lx)

= f(x), (6.121)

ut(x, t) =∞∑

n=1

(nπc

L

)bn sin

(nπ

Lx)

= g(x), 0 ≤ x ≤ L. (6.122)

Ako su f i g neparna prosirenja funkcija f i g na [−L,L], onda su f i g neprekidne i

po dijelovima C1 na [−L,L], i vrijedi f(−L) = f(L) = 0, g(−L) = g(L) = 0. Prema

teoremu 2.4 Fourierovi redovi (6.121) i (6.122) konvergiraju uniformno ka f i g na

intervalu [0, L], a Fourierovi koeficijenti su dani sa

an =2

L

∫ L

0

f(x) sin(nπ

Lx)dx, (6.123)

nπc

Lbn =

2

L

∫ L

0

g(x) sin(nπ

Lx)dx, (6.124)


odnosno

bn =2

nπc

∫ L

0

g(x) sin(nπ

Lx)dx. (6.125)

Time je pokazano da funkcija u zadovoljava pocetne uvjete (6.121) i (6.122). �

U dokazu teorema 6.3 smo pretpostavili da funkcije f i g zadovoljavaju uvjete koji

u primjenama ne moraju biti ispunjeni. Na primjer, ako je u pocetnom trenutku

zica transferzalno zategnuta u tocki 0 < x0 < L i pustena da slobodno titra, onda je

pocetni polozaj trokutasta funkcija

f(x) =

u0

x0x, 0 ≤ x ≤ x0,

u0x−Lx0−L

, x0 ≤ x ≤ L,(6.126)

(vidi sliku 6.4). Funkcija f nema derivaciju u x0 pa f /∈ C4([0, L]). Za opis ovakvih

pocetnih uvjeta prirodno je pretpostaviti da je pocetni polozaj definiran samo ne-

prekidnom funkcijom f ∈ C([0, L]) takvom da je f(0) = f(L) = 0. Takoder bismo

htjeli uzeti u obzir da pocetna brzina g ima eventualno prekide prve vrste kako bismo

mogli opisati titranje zice koja je pokrenuta udarcem ostrog predmeta. Sljedeci pri-

mjer pokazuje da pod ovakvim slabijim pretpostavkama rjesenje valne jednadzbe nije

C2 funkcija, odnosno nije klasicno rjesenje u smislu definicije 1.3. U ovom slucaju

potrebno je prosiriti koncept rjesenja diferencijalne jednadzbe na tzv. slaba rjesenja

koja se prirodno javljaju u formulaciji parcijalnih diferencijalnih jednadzbi primjenom

varijacijskog racuna. Razmatranje slabih rjesenja prelazi okvire ove skripte.

Primjer 6.5 (Gibanje transferzalno zategnute zice) Odredite formalno rjesenje

valne jednadzbe

utt − c2uxx = 0, 0 < x < L, (6.127)

u(0, t) = u(L, t) = 0, t ≥ 0, (6.128)

u(x, 0) = f(x), ut(x, 0) = 0, 0 ≤ x ≤ L (6.129)

gdje je funkcija f(x) dana jednadzbom (6.126). Kako je ut(x, 0) = 0, to je bn = 0 za

svaki n. Stoga formalno rjesenje ima oblik

u(x, t) =∞∑

n=1

an cos(nπc

Lt)

sin(nπ

Lx)

(6.130)



gdje je

an =2

L

∫ L

0

f(x) sin(nπ

Lx)dx

=2

L

∫ x0

0

u0

x0

x sin(nπ

Lx)dx +

2

L

∫ L

x0

u0x − L

x0 − Lsin(nπ

Lx)dx. (6.131)

Parcijalnom integracijom dobivamo∫ x0

0

x sin(nπ

Lx)dx =

( L

nπ

)2

sin(nπ

Lx0

)−

Lx0

nπcos(nπ

Lx0

), (6.132)

∫ L

x0

(x − L) sin(nπ

Lx)dx =

L

nπ(x0 − L) cos

(nπ

Lx0

)−( L

nπ

)2

sin(nπ

Lx0

). (6.133)

Supstitucijom (6.132) i (6.133) u jednadzbu (6.131) nalazimo

an = 2( L

nπ

)2 u0

x0(L − x0)sin(nπx0

L

)(6.134)

Stoga je formalno rjesenje dano sa

u(x, t) =2L2

π2

u0

x0(L − x0)

∞∑

n=1

1

n2sin(nπx0

L

)cos(nπc

Lt)

sin(nπ

Lx). (6.135)


Primijetimo da red (6.135) konvergira uniformno za sve x ∈ [0, L] i t ≥ 0, ali u(x, t)

nije C2 funkcija (sto se dogada kada red deriviramo po clanovima dva puta po x i t?).

Medutim, parcijalne sume reda uN(x, t) su glatke funkcije koje zadovoljavaju valnu

jednadzbu i rubne uvjete uN(0, t) = uN (L, t) = 0. Nadalje, uN (x, 0) → f(x) unifor-

mno na [0, L] kada N → ∞ pa je uN (x, t) aproksimativno rjesenje naseg problema

cija se tocnost povecava kako N raste.

Neumannovi rubni uvjeti

Titrajuca zica sa slobodnim krajevima zadovoljava valnu jednadzbu s Neumannovim

rubnim uvjetima

utt − c2uxx = 0, 0 < x < L, (6.136)

u(x, 0) = f(x), ut(x, 0) = g(x), 0 ≤ x ≤ L, (6.137)

ux(0, t) = ux(L, t) = 0, t ≥ 0. (6.138)

Kompatibilnost pocetnih i rubnih uvjeta povlaci da je

f ′(0) = f ′(L) = 0, g′(0) = g′(L) = 0. (6.139)

Postupak rjesavanja problema (6.136)–(6.138) je slican prethodnom slucaju s Diri–

chletovim rubnim uvjetima. Rjesenje trazimo u obliku u(x, t) = P (x)Q(t). Iz rubnih

uvjeta ux(0, t) = Px(0)Q(t) = 0 i ux(L, t) = Px(L)Q(t) = 0 dobivamo sljece jednadzbe

za funkcije P i Q:

P ′′(x) + λP (x) = 0, Px(0) = Px(L) = 0, (6.140)

Q′′(t) + λc2Q(t) = 0, (6.141)

gdje je λ ∈ R separacijska konstanta. Vlastite vrijednosti Sturm–Liouvilleovog pro-

blema (6.140) su diskretizirane, λn =(

nπL

)2, n ≥ 0, a vlastite funkcije Pn(x) su dane

sa

P0 = B0, Pn(x) = Bn cos(nπ

Lx), n = 1, 2, 3, . . . (6.142)

Za λ = λn jednadzba (6.141) ima rjesenja

Q0 = C0 + D0t, (6.143)

Qn(t) = Cn cos(nπc

Lt)

+ Dn sin(nπc

Lt), n = 1, 2, 3, . . . (6.144)


Time dobivamo niz funkcija un(x, t) = Pn(x)Qn(t) koje mozemo zapisati u obliku

u0(x, t) =a0 + b0t

2, (6.145)

un(x, t) =[an cos

(nπc

Lt)

+ bn sin(nπc

Lt)]

cos(nπ

Lx), n = 1, 2, 3, . . . (6.146)

za neke konstante an i bn. Dakle, rjesenje u(x, t) =∑∞

n=0 un(x, t) je dano sa

u(x, t) =a0 + b0t

2+

∞∑

n=1

[an cos

(nπc

Lt)

+ bn sin(nπc

Lt)]

cos(nπ

Lx), (6.147)

a Fourierovi koeficijenti an i bn su odredeni pocetnim uvjetima

u(x, 0) =a0

2+

∞∑

n=1

an cos(nπ

Lx)

= f(x), 0 ≤ x ≤ L, (6.148)

ut(x, 0) =b0

2+

∞∑

n=1

(nπc

L

)bn cos

(nπ

Lx)

= g(x), 0 ≤ x ≤ L. (6.149)

Parnim prosirenjem funkcija f i g na interval [−L,L] dobivamo

a0 =2

L

∫ L

0

f(x)dx, an =2

L

∫ L

0

f(x) cos(nπ

Lx)dx, (6.150)

b0 =2

L

∫ L

0

g(x)dx, bn =2

nπc

∫ L

0

g(x) cos(nπ

Lx)dx. (6.151)

Time je rjesenje problema poptuno odredeno.

6.3.2 Separacija varijabli za nehomogenu jednadzbu

Metoda separacije varijabli se moze prilagoditi za rjesavanje nehomogene valne jed-

nadzbe. Ilustrirajmo postupak rjesavanja na Neumannovom problemu

utt − c2uxx = F (x, t), 0 < x < L, t > 0, (6.152)

u(x, 0) = f(x), ut(x, 0) = g(x), 0 ≤ x ≤ L, (6.153)

ux(0, t) = ux(L, t) = 0, t ≥ 0. (6.154)

Iz prethodnih razmatranja znamo da ako je F = 0, onda je rjesenje dano sa

u(x, t) =a0 + b0t

2+

∞∑

n=1

[an cos

(nπc

Lt)

+ bn sin(nπc

Lt)]

cos(nπ

Lx). (6.155)


Ovo sugerira da rjesenje nehomogene jednadzbe potrazimo u obliku

u(x, t) =1

2Q0(t) +

∞∑

n=1

Qn(t) cos(nπ

Lx)

(6.156)

gdje su Qn(t) nepoznate funkcije. Supstitucijom relacije (6.156) u valnu jednadzbu

(6.152) dobivamo

1

2Q′′

0(t) +∞∑

n=1

[Q′′

n(t) +(nπc

L

)2

Qn(t)]cos(nπ

Lx)

= F (x, t). (6.157)

Ako funkciju F (x, t) mozemo razviti u Fourierov red u varijabli x po kosinusima, onda

Qn(t) mozemo odrediti usporedjivanjem koeficijenata dvaju Fourierovih redova. Ovo

ce biti moguce ako F (x, t) zadovoljava rubne uvjete

Fx(0, t) = Fx(L, t) = 0, t ≥ 0. (6.158)

Tada je

F (x, t) =1

2C0(t) +

∞∑

n=1

Cn(t) cos(nπ

Lx), 0 ≤ x ≤ L, (6.159)

gdje Fourierovi koeficijenti Cn ovise o varijabli t. Supstitucijom ovog izraza u jed-

nadzbu (6.157) dobivamo

1

2

(Q′′

0(t) − C0(t))

+∞∑

n=1

[Q′′

n(t) +(nπc

L

)2

Qn(t) − Cn(t)]cos(nπ

Lx)

= 0. (6.160)

Ovo povlaci da funkcije Qn(t) zadovoljavaju diferencijalne jednadzbe

Q′′0(t) = C0(t), (6.161)

Q′′n(t) +

(nπc

L

)2

Qn(t) = Cn(t), n ≥ 1. (6.162)

Rjesenja ovih jednadzbi mozemo zapisati kao zbroj rjesenja pripadne homogene jed-

nadzbe i partikularnog rjesenja Qpn(t):

Q0(t) = a0 + b0t + Qp0(t), (6.163)

Qn(t) = an cos(nπc

Lt)

+ bn sin(nπc

Lt)

+ Qpn(t). (6.164)


Funkcije Qpn(t) su jedinstveno odredene Fourierovim koeficijentima Cn(t). Supstitu-

cijom rjesenja za Qn(t) u jednadzbu (6.156) nalazimo da je

u(x, t) = uh(x, t) + up(x, t) (6.165)

gdje je uh(x, t) dano izrazom (6.155) rjesenje pripadne homogene jednadzbe, a

up(x, t) =1

2Qp

0(t) +∞∑

n=1

Qpn(t) cos

(nπ

Lx)

(6.166)

je partikularno rjesenje. Koeficijenti an i bn su odredeni pocetnim uvjetima u(x, 0) =

f(x) i ut(x, 0) = g(x).

Primjer 6.6 Odredite rjesenje valne jednadzbe

utt − uxx = cos(2πx) cos(2πt), 0 < x < 1, t > 0, (6.167)

u(x, 0) = cos2(πx), 0 ≤ x ≤ 1, (6.168)

ut(x, 0) = 2 cos(2πx), 0 ≤ x ≤ 1, (6.169)

ux(0, t) = ux(1, t) = 0. (6.170)

Ovdje je L = c = 1 pa opce rjesenje ima oblik

u(x, t) =1

2Q0(t) +

∞∑

n=1

Qn(t) cos(nπx). (6.171)

Supstitucijom izraza (6.171) u jednadzbu (6.167) dobivamo

1

2Q′′

0(t) +∞∑

n=1

(Q′′

n(t) + (nπ)2Qn(t))cos(nπx) = cos(2πt) cos(2πx). (6.172)

Za n = 0, 2 funkcije Qn zadovoljavaju

Q′′0(t) = 0, (6.173)

Q′′2(t) + 4π2Q2(t) = cos(2πt), (6.174)

dok za n 6= 0, 2 vrijedi

Q′′n(t) + (nπ)2Qn(t) = 0. (6.175)


Rjesenja jednadzbi (6.173) i (6.175) su dana sa

Q0(t) = a0 + b0t, Qn(t) = an cos(nπt) + bn sin(nπt). (6.176)

Partikularno rjesenje jednadzbe (6.174) ima oblik

Qp2(t) =

t

4πsin(2πt) (6.177)

jer su prirodna frekvencija i frekvencija prisilnih titraja jednake 2π. Stoga je

Q2(t) = a2 cos(2πt) + b2 sin(2πt) +t

4πsin(2πt). (6.178)

Dakle, rjesenje jednadzbe je dano redom

u(x, t) =a0 + b0t

2+

∞∑

n=1

(an cos(nπt) + bn sin(nπt)

)cos(nπx) +

t

4πsin(2πt) cos(2πx)

(6.179)

gdje su koeficijenti an i bn odredeni pocetnim uvjetima. Iz uvjeta (6.168) dobivamo

u(x, 0) =a0

2+

∞∑

n=1

an cos(nπx) = cos2(πx). (6.180)

Koristeci identitet cos2(πx) = 12

+ 12cos(2πx) i usporedivanjem Fourierovih koeficije-

nata u gornjoj jednadzbi zakljucujemo da je

a0 = 1, a2 =1

2, an = 0, n 6= 0, 2. (6.181)

Slicno, iz uvjeta (6.169) slijedi

ut(x, 0) =b0

2+

∞∑

n=1

nπbn cos(nπx) = 2 cos(2πx) (6.182)

odakle dobivamo

b2 =1

π, bn = 0, n 6= 2. (6.183)

Uvrstavanjem Fourierovih koeficijenata an i bn u izraz za u(x, t) nalazimo rjesenje

problema

u(x, t) =1

2+(1

2cos(2πt) +

4 + t

4πsin(2πt)

)cos(2πx). (6.184)

�

Poglavlje 7

Laplaceova jednadzba

Jedan od najvaznijih primjera eliptickih jednadzbi je Laplaceova jednadzba nazvana

po francuskom matematicaru i fizicaru Pierre Simon de Laplaceu (1749–1827) koji

je zasluzan za razvoj teorije potencijala. Laplaceova jednadzba ima primjene u elek-

trostatici, teoriji gravitacije, mehanici fluda i drugim problemima fizike i tehnike. U

ovom poglavlju proucavamo Laplaceovu jednadzbu u dvije dimenzije

uxx + uyy = 0, (x, y) ∈ Ω, (7.1)

gdje je Ω ograniceno podrucje u R2. Diferencijalni operator

Δ =∂2

∂x2+

∂2

∂y2(7.2)

naziva se Laplaceov operator. Laplaceova jednadzba je posebni slucaj Poissonove

jednadzbe

Δu = f(x, y), (x, y) ∈ Ω (7.3)

za f = 0. U prvom dijelu izlaganja razmatrat cemo opca svojstva Laplaceove jed-

nadzbe od kojih su najvazniji principi maksimuma i princip srednje vrijednosti. Me-

todom separacije varijabli cemo konstruirati rjesenja Laplaceove jednadzbe za pravo-

kutne i kruzne domene. Na kraju, izvest cemo rjesenje Laplaceove jednadzbe u obliku

Poissonove formule i prosiriti metodu separacije varijabli na Poissonovu jednadzbu.

104

POGLAVLJE 7. LAPLACEOVA JEDNADZBA 105

7.1 Opca svojstva Laplaceove jednadzbe

Funkciju u ∈ C2(Ω) koja zadovoljava Laplaceovu jednadzbu u podrucju Ω ⊆ R2

nazivamo harmonijska funkcija u Ω. Harmonijske funkcije se prirodno javljaju u

teoriji funkcija kompleksne varijable. Ako je f(z) = u(x, y) + iv(x, y) analiticka

funkcija u Ω ⊆ C, onda u i v zadovoljavaju Cauchy–Riemannove jednadzbe ux = vy

i uy = −vx. Stoga je

uxx + uyy =∂

∂x(vy) −

∂

∂y(vx) = 0. (7.4)

Slicno se pokazuje da v zadovoljava vxx + vyy = 0. Dakle, realni i imaginarni dio

analiticke funkcije f = u + iv je harmonijska funkcija. Na primjer,

ez = ex(cos(y) + i sin(y)) (7.5)

je analiticka funkcija u C. Lako se provjeri da su u(x, y) = ex cos(y) i v(x, y) =

ex sin(y) harmonijske funkcije u R2.

Invarijantnost Laplaceovog operatora

Laplaceov operator je invarijantan na grupu Euklidskih gibanja ISO(2). Elementi

grupe ISO(2) su izometrije Euklidskog prostora R2 koje cuvaju orijentaciju. Svaki

element A ∈ ISO(2) se moze prikazati kao kompozicija A = Tv◦Rθ gdje je Rθ ∈ SO(2)

rotacija za kut θ, a Tv je translacija za vektor v = (v1, v2). Ako je p ∈ R2, onda je

A(p) = Rθ(p) + v. Elementi grupe ISO(2) se mogu prikazati u matricnom obliku

A =

a b v1

c d v2

0 0 1

gdje je

[a b

c d

]

∈ SO(2). (7.6)

Ako (x, y) ∈ R2 identificiramo s tockom(

xy1

)∈ R3 (koju mozemo zamisliti kao tocku

u ravnini z = 1), onda ISO(2) djeluje na ravnininu R2 matricnim mnozenjem

A ∙ (x, y) =

a b v1

c d v2

0 0 1

x

y

1

. (7.7)


Neka su α i β transformirane koordinate, (α, β) = A ∙ (x, y). Tada je

α = ax + by + v1, β = cx + dy + v2. (7.8)

Transformacija (x, y) 7→ (α, β) je regularna jer je ad − bc = 1. Definirajmo funkciju

w(α, β) = u(x, y). Lako se pokaze da je

uxx + uyy = (a2 + b2) wαα + 2(ac + bd) wαβ + (c2 + d2) wββ. (7.9)

Medutim, matrica rotacije ima oblik

[a b

c d

]

=

[cos(θ) − sin(θ)

sin(θ) cos(θ)

]

(7.10)

sto povlaci

uxx + uyy = wαα + wββ (7.11)

Dakle, Laplaceov operator u novim varijablama ima isti oblik pa je Δ invarijantan

na djelovanje grupe ISO(2).

U daljnjem tekstu pretpostavljamo je rub ogranicenog podrucja Ω unija po dijelovima

glatkih jednostavnih zatvorenih krivulja C1, C2, . . . , Cn. Jedinicni normalni vektor ~n

je definiran u svakoj tocki na rubu ∂Ω = ∪ni=1Ci osim eventualno u tockama gdje se

krivulje Ci nastavljaju jedna na drugu.

Definicija 7.1 Neka je u rjesenje Poissonove jednadzbe (7.3) na domeni Ω, i neka

je funkcija g definirana na ∂Ω. Kazemo da funkcija u zadovoljava

(i) Dirichletov uvjet na Ω ako je

u(x, y) = g(x, y) za svaki (x, y) ∈ ∂Ω, (7.12)

(ii) Neumannov uvjet na Ω ako je

∂u

∂~n(x, y) = g(x, y) za svaki (x, y) ∈ ∂Ω (7.13)

gdje je ~n jedinicni vektor normale na ∂Ω usmjeren prema van, a ∂u/∂~n = ∇u ∙~n

je usmjerena derivacija funkcije u u smjeru vektora ~n.


Ako rjesenje Poissonove jednadzbe zadovoljava Neumannov uvjet, onda funkcije f i

g moraju zadovoljavati tzv. uvjet konzistentnosti.

Lema 7.1 Neka je Ω ogranicena domena u R2. Nuzni uvjet za egistenciju rjevsenja

Neumannovog problema

uxx + uyy = f(x, y), (x, y) ∈ Ω, (7.14)

∂u

∂~n(x, y) = g(x, y), (x, y) ∈ ∂Ω, (7.15)

je uvjet konzistentnosti ∫

∂Ω

gds =

∫∫

Ω

fdxdy. (7.16)

Dokaz. Koristeci vektorski identitet za Laplaceov operator

Δu = ∇ ∙ (∇u) (7.17)

Poissonovu jednadzbu mozemo zapisati u obliku

∇ ∙ (∇u) = f. (7.18)

Ako je ~G vektorsko polje klase C1 na Ω, onda je prema Gaussovom teoremu∫

Ω

∇ ∙ ~Gdxdy =

∫

∂Ω

( ~G ∙ ~n)ds (7.19)

gdje je ~n jedinicni vektor normale na ∂Ω usmjeren prema van. Integracijom jednadzbe

(7.18) po Ω i primjenom Gaussovog teorema dobivamo

∫∫

Ω

f dxdy =

∫∫

Ω

∇ ∙ (∇u) dxdy

=

∫

∂Ω

(∇u ∙ ~n)ds =

∫

∂Ω

∂u

∂~nds =

∫

∂Ω

gds.

�

Primijetimo da u slucaju kada je u rjesenje Laplaceove jednadzbe (f = 0), tada je

nuzan uvjet za egistenciju rjesenja∫

∂Ω

gds = 0. (7.20)


Drugim rijecima, normalna derivacija harmonijske funkcije u po ∂Ω iscezava,∫

∂Ω

∂u

∂~nds = 0. (7.21)

Ako uvjet konzistentnosti nije ispunjen, tada Neumannov problem nema rjesenje.

Sljedeci rezultat pokazuje da harmonijska funkcija na ogranicenoj domeni doseze svoju

maksimalnu i minimalnu vrijednost na rubu te domene. Ovaj zakljucak je slican

principu maksimuma za jednadzbu provodjenja topline.

Teorem 7.1 (Slabi princip maksimuma) Neka je Ω ogranicena domena u R2 i

neka je u ∈ C2(Ω) ∩ C(Ω) harmonijska funkcija na Ω. Tada je

max(x,y)∈Ω

u(x, y) = u(x′, y′) (7.22)

za neku tocku (x′, y′) ∈ ∂Ω. Drugim rijecima, funkcija u doseze maksimum po Ω u

nekoj tocki ruba ∂Ω.

Dokaz. Neka je ε > 0. Definirajmo funkciju

v(x, y) = u(x, y) + ε(x2 + y2), (x, y) ∈ Ω. (7.23)

Funkcija v je neprekidna na kompaktnom skupu Ω, pa v doseze maksimum u nekoj

tocki (x0, y0) ∈ Ω. Ako je (x0, y0) unutarnja tocka skupa Ω, odnosno (x0, y0) ∈ Ω,

tada prema nuznom uvjetu za lokalne ekstreme imamo

vxx(x0, y0) ≤ 0 i vyy(x0, y0) ≤ 0. (7.24)

Medjutim,

vxx + vyy = uxx + uyy + 4ε = 4ε > 0 (7.25)

u svakoj tocki (x, y) ∈ Ω, pa zakljucujemo da (x0, y0) /∈ Ω. Dakle, v doseze maksi-

malnu vrijednost na rubu ∂Ω, pa je

max(x,y)∈Ω

v(x, y) = v(x0, y0) za neku tocku (x0, y0) ∈ ∂Ω. (7.26)

Ako je

M = max(x,y)∈∂Ω

u(x, y) i K = max(x,y)∈∂Ω

(x2 + y2), (7.27)


tada iz (7.26) i (7.27) slijedi da je za svaki (x, y) ∈ Ω

v(x, y) ≤ max(x,y)∈∂Ω

v(x, y) = max(x,y)∈∂Ω

(u(x, y) + ε(x2 + y2)

)= M + εK. (7.28)

Stoga je

u(x, y) = v(x, y) − ε(x2 + y2) ≤ M + εK − ε(x2 + y2) ≤ M + εK (7.29)

za svaki (x, y) ∈ Ω. Kako je ε > 0 odabran proizvoljno, zakljucujemo da je

u(x, y) ≤ M za svaki (x, y) ∈ Ω. (7.30)

Ovo povlaci da je

max(x,y)∈Ω

u(x, y) = M = max(x,y)∈∂Ω

u(x, y). (7.31)

Funkcija u je neprekidna na kompaktnom skupu ∂Ω, pa postoji (x′, y′) ∈ ∂Ω takav

da je

max(x,y)∈Ω

u(x, y) = u(x′, y′). (7.32)

�

Primijetimo da slabi princip maksimuma ne iskljucuje mogucnost da u(x, y) ima mak-

simum u nekoj tocki (x, y) ∈ Ω, na primjer ako je u(x, y) konstantna funkcija.

Ako je u harmonijska funkcija na Ω, tada je v = −u takodjer harmonijska na Ω.

S obzirom da je max(x,y)∈Ω v(x, y) = min(x,y)∈Ω u(x, y), prema prethodnom teoremu

zakljucujemo da vrijedi

Teorem 7.2 (Slabi princip minimuma) Neka je u ∈ C2(Ω) ∩ C(Ω) harmonijska

funkcija na ogranicenoj domeni Ω ⊆ R2. Tada postoji (x′, y′) ∈ ∂Ω takav da je

min(x,y)∈Ω

u(x, y) = u(x′, y′). (7.33)

Iz principa maksimuma i minimuma neposredno slijedi

Korolar 7.1 Ako je u ∈ C2(Ω)∩C(Ω) harmonijska funkcija na ogranicenoj domeni

Ω ⊆ R2 i u(x, y) = 0 za svaki (x, y) ∈ ∂Ω, tada je u = 0.


Dokaz. Prema slabom principu maksimuma i minimuma imamo

0 = min(x,y)∈∂Ω

u(x, y) ≤ u(x, y) ≤ max(x,y)∈∂Ω

u(x, y) = 0 (7.34)

za svaki (x, y) ∈ Ω, pa je u = 0. �

Jedna od vaznih posljednica principa maksimuma je jedinstvenost rjesenja Dirichle-

tovog problema za Poissonovu jednadzbu.

Teorem 7.3 Neka je Ω ogranicena domena u R2. Tada postoji najvise jedno rjesenje

u ∈ C2(Ω) ∩ C(Ω) Dirichletovog problema

Δu(x, y) = f(x, y), (x, y) ∈ Ω, (7.35)

u(x, y) = g(x, y), (x, y) ∈ ∂Ω. (7.36)

Dokaz. Pretpostavimo da postoje dva rjesenja u1 i u2 problema (7.35)–(7.36). Tada

je u = u1 − u2 harmonijska funkcija koja zadovoljava problem

Δu(x, y) = 0, (x, y) ∈ Ω, (7.37)

u(x, y) = 0, (x, y) ∈ ∂Ω. (7.38)

Prema korolaru 7.1 je u = 0, sto povlaci u1 = u2. �

Naglasimo da je ogranicenost domene Ω vazna pretpostavka u teoremu 7.3. Promo-

trimo Dirichletov problem na neogranicenoj domeni Ω = {(x, y) | x2 + y2 > 4}:

Δu(x, y) = 0, (x, y) ∈ Ω, (7.39)

u(x, y) = 1, x2 + y2 = 4. (7.40)

Lako se provjeri da su funkcije u1(x, y) = 1 i u2(x, y) = 1ln(2)

ln√

x2 + y2 rjesenja

problema (7.39)–(7.40), pa rjesenje Laplaceove jednadzbe na Ω nije jedinstveno.

Princip maksimuma takodjer ima za posljedicu da su rjesenja Dirichletovog problema

za Poissonovu jednadzbu stabilna u odnosu na rubne uvjete. Drugim rijecima, male

promjene u rubnim uvjetima rezultiraju malim promjenama u rjesenju Poissonove

jednadzbe.


Teorem 7.4 Neka je Ω ogranicena domena u R2, i neka su u1, u2 ∈ C2(Ω) ∩ C(Ω)

rjesenja Poissonove jednadzbe

Δu1(x, y) = f(x, y), Δu2(x, y) = f(x, y), (x, y) ∈ Ω, (7.41)

koje zadovoljavaju rubne uvjete

u1(x, y) = g1(x, y) u2(x, y) = g(x, y), (x, y) ∈ ∂Ω, (7.42)

gdje su g1 i g2 neprekidne funkcije na ∂Ω. Ako je

max∂Ω

|g1 − g2| < ε, (7.43)

onda je

maxΩ

|u1 − u2| < ε. (7.44)

Dokaz. Definirajmo u = u1 − u2. Tada je u rjesenje Laplaceove jednadzbe∇2u = 0

u Ω koje zadovoljava rubni uvjet u(x, y) = g1(x, y) − g2(x, y), (x, y) ∈ ∂Ω. Na rubu

domene vrijedi

|u(x, y)| = |g1(x, y) − g2(x, y)| < ε, (x, y) ∈ ∂Ω, (7.45)

sto povlaci

−ε < min∂Ω

u i max∂Ω

u < ε. (7.46)

Prema slabom principu maksimuma i minimuma imamo

−ε < min∂Ω

u ≤ u(x, y) ≤ max∂Ω

u < ε, ∀ (x, y) ∈ Ω. (7.47)

dakle,

|u(x, y)| =∣∣u1(x, y) − u2(x, y)

∣∣ < ε za svaki (x, y) ∈ Ω. (7.48)

�

Teorem 7.5 (Princip srednje vrijednosti) Neka je u harmonijska funkcija u do-

meni Ω (koja nije nuzno ogranicena), i neka je Kr(x0, y0) ⊂ Ω zatvoreni krug radijusa

r > 0 sa sredistem u (x0, y0) ∈ Ω. Tada je

u(x0, y0) =1

2πr

∫

Cr

u ds (7.49)

gdje je Cr kruznica radiju r > 0 sa sredistem u (x0, y0).


Prema ovom principu, vrijednost harmonijske funkcije u sredistu kruznice jednaka je

srednjoj vrijednosti funkcije po kruznici.

Dokaz. Neka je 0 < ρ ≤ r i neka je Cρ kruznica radijusa ρ sa sredistem u (x0, y0).

Definirajmo funkciju

V (ρ) =1

2πρ

∫

Cρ

u ds =1

2π

∫ 2π

0

u(x0 + ρ cos(ϕ), y0 + ρ sin(ϕ)) dϕ. (7.50)

Primijetimo da funkcija V (ρ) nije definirana u ρ = 0. Pokazimo da je V (ρ) konstanta.

Deriviranjem dobivamo

V ′(ρ) =1

2π

∫ 2π

0

∂

∂ρu(x0 + ρ cos(ϕ), y0 + ρ sin(ϕ)) dϕ,

=1

2π

∫ 2π

0

[ux(x0 + ρ cos(ϕ), y0 + ρ sin(ϕ)) sin(ϕ)

+ uy(x0 + ρ cos(ϕ), y0 + ρ sin(ϕ)) cos(ϕ)]dϕ

=1

2π

∫ 2π

0

∂u

∂~ndϕ =

1

2πρ

∫

Cρ

∂u

∂~nds (7.51)

gdje je ∂u∂~n

= ∇u ∙ ~n usmjerena derivacija u smjeru jedinicnog radijalnog vektora

~n = cos(ϕ)~i + sin(ϕ)~j. Prema jednadzbi (7.21) imamo∫

Cρ

∂u

∂~nds = 0 (7.52)

jer je u harmonijska funkcija na krugu Kρ(x0, y0). Stoga je V ′(ρ) = 0, sto povlaci da

je V (ρ) konstanta na (0, r). Odavde slijedi

V (r) = limρ→0+

V (ρ) =1

2πlim

ρ→0+

∫ 2π

0

u(x0+ρ cos(ϕ), y0+ρ sin(ϕ)) dϕ = u(x0, y0). (7.53)

Dakle,1

2πr

∫

Cr

u ds = u(x0, y0). (7.54)

�

Princip srednje vrijednosti karakterizira harmonijske funkcije jer vrijedi i obrat ovog

teorema.


Teorem 7.6 Pretpostavimo da funkcija u ∈ C2(Ω) zadovoljava princip srednje vri-

jednosti u svakoj tocki domene Ω. Tada je u harmonijska funkcija u Ω.

Dokaz. Pretpostavimo da postoji (x0, y0) ∈ Ω takav da je Δu(x0, y0) 6= 0. Bez

gubitka opcenitosti mozemo pretpostaviti Δu(x0, y0) > 0. Kako je Δu neprekidna

na Ω, postoji r > 0 takav da je Δu(x, y) > 0 na krugu Kr radijusa r sa sredistem u

(x0, y0). Neka je Cr rub kruga Kr. Iz Gaussovog teorema (vidi (7.19)) slijedi

0 <1

2π

∫

Kr

Δu dxdy =1

2π

∫

Cr

∂u

∂~nds =

1

2π

∫ 2π

0

(∇u ∙ ~n) rdϕ

=r

2π

∫ 2π

0

[ux

(x0 + r cos(ϕ), y0 + r sin(ϕ)

)cos(ϕ)

+ uy

(x0 + r cos(ϕ), y0 + r sin(ϕ)

)sin(ϕ)

]dϕ

=r

2π

∫ 2π

0

∂

∂ru(x0 + r cos(ϕ), y0 + r sin(ϕ)

)dϕ

= rr

∂r

1

2π

∫ 2π

0

u(x0 + r cos(ϕ), y0 + r sin(ϕ)

)dϕ (7.55)

gdje je ~n = cos(ϕ)~i + sin(ϕ)~j jedinicni normalni vektor na Cr. Prema pretpostavci u

zadovoljava princip srednje vrijednosti na Ω, pa je

1

2π

∫ 2π

0


)dϕ = u(x0, y0). (7.56)

Ovo vodi na kontradikciju jer iz jednadzbe (7.55) dobivamo

rr

∂r

1

2π

∫ 2π

0


)dϕ = r

∂

∂ru(x0, y0) = 0. (7.57)

Dakle, Δu(x0, y0) = 0 za svaki (x0, y0) ∈ Ω pa zakljucujemo da je u harmonijska

funkcija na Ω. �

Iz principa srednje vrijenodsti moze se dokazati

Teorem 7.7 (Jaki princip maksimuma) Neka je u harmonijska funkcija u do-

meni Ω (koja nije nuzno ogranicena). Ako u ima minimum ili maksimum u unu-

trasnjosti podrucja Ω, onda je u konstantna funkcija.


Jaki princip maksimuma garantira da harmonijske funkcije koje nisu konstantne ne

mogu doseci svoju minimalnu ili maksimalnu vrijednost u unutrasnjosti domene Ω.

Ako je Ω ogranicena domena, tada znamo da je minimum ili maksimum dosegnut

u nekoj tocki na rubu ∂Ω. Medjutim, ako Ω nije ogranicen skup, tada harmonijska

funkcija u ne mora dosegnuti svoj maksimum ili minimum u Ω = Ω∪∂Ω. Na primjer,

u(x, y) = ln(x2 + y2) je harmonijska funkcija u domeni Ω = {(x, y) | x2 + y2 ≥ 1} i

u(x, y) = 0 u svakoj tocki (x, y) ∈ ∂Ω, ali u ne doseze maksimum u Ω.

7.2 Separacija varijabli za Laplaceovu jednadzbu

Metoda separacije varijabli se moze primijeniti na Laplaceovu jednadzbu ako domena

Ω ima odredjenu simetriju. U ovom poglavlju cemo prouciti metode rjesavanja La-

placeove jednadzbe za pravokutne i kruzne domene. Formalno rjesenje Laplaceove

jednazbe je dano u obliku reda u =∑∞

n=1 un gdje su un harmonijske funkcije u Ω.

Stoga je potrebno znati pod kojim uvjetima red∑∞

n=1 un konvergira prema harmo-

nijskoj funkciji, odnosno koji uvjeti garantiraju da je u =∑∞

n=1 un klasicno rjesenje

Laplaceove jednadzbe.

Teorem 7.8 Neka je Ω ogranicena domena u R2. Neka je u =∑∞

n=1 un formalno

rjesenje Dirichletovog problema

Δu(x, y) = 0, (x, y) ∈ Ω, (7.58)

u(x, y) = g(x, y), (x, y) ∈ ∂Ω, (7.59)

gdje je g neprekidna funkcija na ∂Ω i un ∈ C2(Ω) ∩ C(Ω) je harmonijska funkcija u

Ω za svaki n ∈ N. Ako red∑∞

n=1 un konvergira uniformno ka funkciji g na ∂Ω, tada∑∞

n=1 un konvergira uniformno u Ω, i u je klasicno rjesenje problema (7.58)-(7.59).

Dokaz. Definirajmo parcijalne sume sn =∑n

k=1 uk. Tada je sn ∈ C2(Ω) ∪ C(Ω) niz

harmonijskih funkcija koji konvergira uniformno ka g na ∂Ω. Neka je ε > 0. Prema

Cauchyevom kriteriju za uniformnu konvergenciju postoji n0 ∈ N takav da

n,m > n0 ⇒ sup(x,y)∈∂Ω

|sn(x, y) − sm(x, y)| < ε. (7.60)


Kako je sn − sm ∈ C2(Ω)∩C(Ω) harmonijska funkcija u Ω, slabi princip maksimuma

povlaci da je

sup(x,y)∈Ω

|sn(x, y) − sm(x, y)| < ε. (7.61)

Prema Cauchyevom kriteriju niz {sn} konvergira uniformno na Ω, pa red∑

k=1 uk

konvergira uniformno na Ω.

Pokazimo da je u =∑∞

k=1 uk harmonijska funkcija u Ω. Neka je (x0, y0) ∈ Ω i neka je

Kr(x0, y0) ⊂ Ω krug radijusa r > 0 sa sredistem u (x0, y0). Funkcije un su harmonijske

u Ω pa zadovoljavaju princip srednje vrijednosti

un(x0, y0) =1

2πr

∫

∂Kr

un ds (7.62)

za svaki n ∈ N. Sada je

u(x0, y0) =∞∑

n=1

un(x0, y0) =∞∑

n=1

1

2πr

∫

∂Kr

un ds

=1

2πr

∞∑

n=1

∫

∂Kr

∞∑

n=1

un ds =1

2πr

∫

∂Kr

u ds (7.63)

gdje se integral i suma smiju zamijeniti zbog uniformne konvergencije reda. Dakle,

funkcija u zadovoljava princip srednje vrijednosti u svakoj tocki (x0, y0) ∈ Ω, pa je

prema teoremu 7.6 u harmonijska funkcija u Ω. Nadalje, u zadovoljava rubni uvjet

u(x, y) =∑∞

k=1 uk(x, y) = g(x, y), (x, y) ∈ ∂Ω, stoga je u klasicno rjesenje problema

(7.58)-(7.59). �

7.2.1 Pravokutne domene

U ovom poglavlju cemo razviti metodu separacije varijabli za Laplaceovu jednadzbu

na pravokutnoj domeni. Translacijom koordinatnog sustava mozemo pretpostaviti da

je domena definirana sa Ω = (0, b) × (0, d). Promotrimio Laplaceovu jednadzbu

Δu(x, y) = 0, (x, y) ∈ Ω (7.64)

s Dirichletovim rubnim uvjetima

u(x, 0) = h(x), u(x, d) = k(x), 0 ≤ x ≤ b, (7.65)

u(0, y) = f(y), u(b, y) = g(y), 0 ≤ y ≤ d. (7.66)


Slika 7.1:

Da bismo rijesili problem potrebno je Laplaceovoj jednadzbi pridruziti odgovarajuci

Sturm-Lioiuvilleov problem koje daje bazne funkcije po kojima se rjesenje u razvija

u red. Prisjetimo se da Sturm-Liouvilleov problem zahtijeva homogene rubne uvjete.

Stoga je rjesenje u potrebno rastaviti na zbroj u = u1 +u2 gdje su u1 i u2 harmonijske

funkcije koje zadovoljavaju sljedece rubne uvjete (vidi sliku 7.1):

u1(x, 0) = 0, u1(x, d) = 0, 0 ≤ x ≤ b, (7.67)

u1(0, y) = f(y), u1(b, y) = g(y), 0 ≤ y ≤ d, (7.68)

u2(x, 0) = h(x), u2(x, d) = k(x), 0 ≤ x ≤ b, (7.69)

u2(0, y) = 0, u2(b, y) = 0, 0 ≤ y ≤ d. (7.70)

Rubni uvjeti u teoremu 7.8 su definirani neprekidnom funkcijom na ∂Ω. Da bi

rubni uvjeti za funkcije u1 i u2 bili neprekidni, potrebno je pretpostaviti da funkcije

f , g, h i k zadovoljavaju uvjete kompatibilnosti

f(0) = f(d) = 0, g(0) = g(d) = 0, (7.71)

h(0) = h(b) = 0, k(0) = k(b) = 0. (7.72)

Ocigledno je da u = u1 + u2 zadovoljava rubne uvjete (7.65)-(7.66) pa je prema te-

oremu 7.3 funkcija u = u1 + u2 jedinstveno rjesenje problema (7.64)-(7.66).


Pokazimo kako se nalazi funkcija u1. Rjesenje trazimo u separiranom obliku u1(x, y) =

P (x)Q(y). Iz Laplaceove jednadzbe dobivamo

P ′′(x)

P (x)= −

Q′′(y)

Q(y)= λ (7.73)

za neki λ ∈ R. Dakle, funkcije P i Q zadovoljavaju jednadzbe

P ′′(x) − λP (x) = 0, 0 < x < b, (7.74)

Q′′(y) + λQ(y) = 0, 0 < y < d. (7.75)

Rubni uvjeti (7.67) povlace

Q(0) = Q(d) = 0 (7.76)

pa funkcija Q zadovoljava pridruzeni Sturm-Liouvilleov problem (7.75)-(7.76). Vlas-

tite vrijednosti i funkcije su dane sa

λn =(nπ

d

)2

, Qn(y) = sin(nπ

dy)

, n ∈ N. (7.77)

Sada jednadzba za funkciju P ima oblik

P ′′(x) −(nπ

d

)2

P (x) = 0, 0 < x < b. (7.78)

Zbog rubnih uvjeta na stranicama pravokutnika x = 0 i x = b opce rjesenje zapisimo

kao

Pn(x) = An sh(nπ

dx)

+ Bn sh(nπ

d(x − b)

), n ∈ N. (7.79)

Primijetimo da su hiperbolne funkcije sh(nπx/d) i sh(nπ(x−b)/d) linearno nezavisna

rjesenja jednadzbe (7.78). Prema principu superpozicije, formalno rjesenje u1 je dano

u obliku reda

u1(x, y) =∞∑

n=1

[An sh

(nπ

dx)

+ Bn sh(nπ

d(x − b)

)]sin(nπ

dy)

. (7.80)

Supstitucijom izraza (7.80) u rubne uvjete (7.68) dobivamo

u1(0, y) =∞∑

n=1

−Bn sh

(nπb

d

)

sin(nπ

dy)

= f(y), 0 ≤ y ≤ d, (7.81)

u1(b, y) =∞∑

n=1

An sh

(nπb

d

)

sin(nπ

dy)

= g(y), 0 ≤ y ≤ d. (7.82)


Definirajmo koeficijente

αn = An sh

(nπb

d

)

, βn = −Bn sh

(nπb

d

)

. (7.83)

Jednadzbe (7.81) i (7.82) predstavljaju razvoj funkcija f i g u Fourierov red po

sinusima na intervalu [0, d],

g(y) =∞∑

n=1

αn sin(nπ

dy)

, f(y) =∞∑

n=1

βn sin(nπ

dy)

, 0 ≤ y ≤ d, (7.84)

gdje su Fourierovi koeficijenti dani sa

αn =2

d

∫ d

0

g(y) sin(nπ

dy)

dy, βn =2

d

∫ d

0

f(y) sin(nπ

dy)

dy. (7.85)

Sada iz jednadzbe (7.83) dobivamo

An =2

d sh(

nπbd

)∫ d

0

g(y) sin(nπ

dy)

dy, (7.86)

Bn = −2

d sh(

nπbd

)∫ d

0

f(y) sin(nπ

dy)

dy. (7.87)

Slicnim racunom se moze pokazati da je rjesenje za u2(x, y) dano sa

u2(x, y) =∞∑

n=1

[Cnsh

(nπ

by)

+ Dnsh(nπ

b(y − d)

)]sin(nπ

bx)

(7.88)

gdje je

Cn =2

b sh(

nπdb

)∫ b

0

k(x) sin(nπ

bx)

dx, (7.89)

Dn = −2

b sh(

nπdb

)∫ b

0

h(x) sin(nπ

bx)

dx. (7.90)

U ovom postupku pretpostavili smo da rubne funkcije f , g, h i k zadovoljavaju uvjete

kompatibilnosti (7.71)-(7.72). U primjenama ova pretpostavka cesto nije opravdana

pa je potrebno modificirati postupak kako bi obuhvatili rubne uvjete koji ne iscezavaju

u vrhovima pravokutnika. To se moze napraviti dodavanjem harmonijskih polinoma

funkcijama koje definiraju rubne uvjete. Promotrimo Dirichletov problem

Δu(x, y) = 0, (x, y) ∈ Ω, (7.91)

u(x, y) = G(x, y), (x, y) ∈ ∂Ω (7.92)


gdje je G(x, y) neprekidna funkcija na rubu pravokutnika Ω = (0, b) × (0, d). Nas

zadatak je transformirati problem (7.91)-(7.92) u Dirichletov problem s neprekidnim

rubnim uvjetima koji iscezavaju u vrhovima pravokutnika Ω. Rastavimo funkciju u

na zbroj u(x, y) = v(x, y)+P2(x, y) gdje je P2(x, y) harmonijski polinom drugog reda.

Opci oblik polinoma P2 je

P2(x, y) = a1(x2 − y2) + a2xy + a3x + a4y + a5 (7.93)

gdje su a1, . . . , a5 proizvoljni koeficijenti. Funkcija v je harmonijska u Ω i u vrhovima

pravokutnika zadovoljava

v(0, 0) = G(0, 0) − P2(0, 0), (7.94)

v(0, d) = G(0, d) − P2(0, d), (7.95)

v(b, 0) = G(b, 0) − P2(b, 0), (7.96)

v(b, d) = G(b, d) − P2(b, d). (7.97)

Ako koeficijene polinoma P2 odaberemo tako da je

P2(0, 0) = G(0, 0), P2(0, d) = G(0, d), (7.98)

P2(b, d) = G(b, 0), P2(b, d) = G(b, d), (7.99)

tada funkcija v(x, y) zadovoljava Dirichletov problem

∇2v(x, y) = 0, (x, y) ∈ Ω, (7.100)

v(x, y) = G(x, y), (x, y) ∈ ∂Ω, (7.101)

gdje je G(x, y) = G(x, y)−P2(x, y) neprekidna funkcija na ∂Ω koja zadovoljava uvjete

kompatibilnosti jer iscezava u vrhovima pravokutnika. Funkcija v se moze odrediti

postupkom kako je opisano ranije. Time dobivamo rjesenje problema (7.91)-(7.92) u

obliku

u(x, y) = v(x, y) + P2(x, y). (7.102)

Primijetimo da uvjeti (7.98)-(7.99) daju cetiri jednadzbe za pet nepoznanica a1, . . . , a5

sto daje beskonacno mnogo harmonijskih polinoma P2(x, y). Ovo nije u kontradikciji

s cinjenicom da je rjesenje Dirichletovog problema jedinstveno jer izbor polinoma P2

mijenja rubne uvjete za funkciju v pa time i samu funkciju v. Medjutim, rjesenje

(7.102) ostaje nepromijenjeno.


Primjer 7.1 Odredite rjesenje Laplaceove jednadzbe na pravokutniku Ω = (0, 1) ×

(0, 1) s rubnim uvjetima

u(x, 0) = 1 + sin(πx), u(0, y) = 1 + y, (7.103)

u(x, 1) = 2, u(1, y) = 1 + y. (7.104)

Primijetimo da su rubni uvjeti danu neprekidnom funkcijom na rubu pravokutnika,

ali ne ispunjavaju uvjet kompatibilnosti. Neka je u(x, y) = v(x, y) + P2(x, y) gdje je

P2(x, y) = a1(x2 − y2) + a2xy + a3x + a4y + a5. Funkcija v(x, y) zadovoljava rubne

uvjete

v(x, 0) = 1 + sin(πx) − P2(x, 0), v(0, y) = 1 + y − P2(0, y), (7.105)

v(x, 1) = 2 − P2(x, 1), v(1, y) = 1 + y − P2(1, y). (7.106)

Polinom P2(x, y) cemo odabrati tako da rubni uvjeti za v(x, y) iscezavaju u vrhovima

pravokutnika:

v(0, 0) = 1 − P2(0, 0) = 0, (7.107)

v(0, 1) = 2 − P2(0, 1) = 0, (7.108)

v(1, 0) = 1 − P2(1, 0) = 0, (7.109)

v(1, 1) = 2 − P2(1, 1) = 0. (7.110)

Odavde slijedi da koeficijenti polinoma zadovoljavaju sustav jednadzbi

a5 = 1, −a1 + a4 + a5 = 2, a1 + a3 + a5 = 1, a2 + a3 + a4 + a5 = 2. (7.111)

Jedan od koeficijenata mozemo odabrati po volji. Ako odaberemo a1 = 0, onda je

a2 = a3 = 0 i a4 = 1 pa dobivamo

P2(x, y) = 1 + y. (7.112)

Sada su rubni uvjeti za funkciju v(x, y) dani sa

v(x, 0) = sin(πx), v(0, y) = 0, (7.113)

v(x, 1) = 0, v(1, y) = 0. (7.114)


Rubni uvjeti na stranicama pravokutnika x = 0 i x = 1 su homogeni pa metodu sepra-

cije konstanti mozemo primijeniti na funkciju v(x, y). Neka je v(x, y) = P (x)Q(y).

Tada Δv = 0 povlaci

P ′′(x) − λP (x) = 0, Q′′(y) + λQ = 0, λ ∈ R. (7.115)

Iz rubnih uvjeta na stranicama x = 0 i x = 1 dobivamo

v(0, y) = P (0)Q(y) = 0, v(1, y) = P (1)Q(y) = 0, (7.116)

odnosno P (0) = P (1) = 0. Stoga funkcija P (x) zadovoljava Sturm–Liouvilleov pro-

blem

P ′′(x) − λP (x) = 0, P (0) = P (1) = 0, (7.117)

cije rjesenje je dano sa

λn = −(nπ)2, Pn(x) = sin(nπx), n ≥ 1. (7.118)

Odavde slijedi da funkcija Q(y) zadovoljava jednadzbu

Q′′(y) − (nπ)2Q(y) = 0. (7.119)

Opce rjesenje jednadzbe (7.119) mozemo zapisati kao superpoziciju linearno nezavis-

nih rjesenja

Qn(y) = An sh(nπy) + Bn sh(nπ(y − 1)), n ≥ 1. (7.120)

Sada je rjesenje Laplaceove jednadzbe dano u obliku reda

v(x, y) =∞∑

n=1

Pn(x)Qn(y) (7.121)

=∞∑

n=1

[An sh(nπy) + Bn sh(nπ(y − 1))

]sin(nπx). (7.122)

Iz rubnog uvjeta na stranici y = 0 dobivamo

v(x, 0) =∞∑

n=1

Bn sh(−nπ) sin(nπx) = sin(πx) (7.123)

sto povlaci B1 = −1/sh(π) i Bn = 0 za n ≥ 2. Slicno, na stranici y = 1 imamo

v(x, 1) =∞∑

n=1

An sh(nπ) sin(nπx) = 0 (7.124)


pa je An = 0 za sve n ≥ 1. Dakle, funkcija v(x, y) ima jednostavni oblik

v(x, y) = −1

sh(π)sh(π(y − 1)) sin(πx). (7.125)

Konacno, rjesenje pocetnog problema je dano sa

u(x, y) = v(x, y) + P2(x, y) = 1 + y −1

sh(π)sh(π(y − 1)) sin(πx). (7.126)

7.2.2 Kruzne domene

Drugi primjer domene na kojoj Laplaceovu jednadzbu mozemo rijesiti separacijom

varijabli je krug. Neka je Ka ⊂ R2 krug radijusa a > 0 sa sredistem u ishodistu.

Promotrimo Dirichletov problem

Δu(x, y) = 0, (x, y) ∈ Ka, (7.127)

u(x, y) = g(x, y), (x, y) ∈ ∂Ka, (7.128)

gdje je g neprekidna funkcija na ∂Ka. Zbog simetrije domene uvedimo polarne koorid-

nate x = r cos(θ), y = r sin(θ) i definirajmo funkciju w(r, θ) = u(r sin(θ), r cos(θ)).

Laplaceovu jednadzbu u polarnom sustavu mozemo dobiti na sljedeci nacin. Deriva-

cije funkcije w(r, θ) su dane sa

∂w

∂r= ux cos(θ) + uy sin(θ), (7.129)

∂2w

∂r2= uxx cos2(θ) + 2uxy sin(θ) cos(θ) + uyy sin2(θ), (7.130)

∂w

∂θ= −uxr sin(θ) + uyr cos(θ), (7.131)

∂2w

∂θ2= r2

(uxx sin2(θ) + uyy cos2(θ)

)− 2uxyr

2 sin(θ) cos(θ)

− r(ux cos(θ) + uy sin(θ)

). (7.132)

Iz jednadzbi (7.130) i (7.132) slijedi

∂2w

∂r2+

1

r2

∂2w

∂θ2= uxx + uyy −

1

r

(ux cos(θ) + uy sin(θ)

). (7.133)


uxx + uyy =∂2w

∂r2+

1

r

∂w

∂r+

1

r2

∂2w

∂θ2. (7.134)


Dakle, Laplaceov operator u polarnom sustavu ima oblik

Δ =∂2

∂r2+

1

r

∂

∂r+

1

r2

∂2

∂θ2(7.135)

pa Dirichletov problem glasi

∂2w

∂r2+

1

r

∂w

∂r+

1

r2

∂2w

∂θ2= 0, 0 ≤ θ ≤ 2π, 0 < r < a. (7.136)

Na rubu kruga funkcija w(r, θ) zadovoljava uvjet

w(a, θ) = g(a cos(θ), a sin(θ)), 0 ≤ θ ≤ 2π. (7.137)

Obzirom da nas zanimaju neprekidna rjesenja na krugu Ka (koja nemaju singularitet

u ishodistu), potrebno je dodati uvjet da je limt→0+ w(r, θ) konacan. Rjesenje trazimo

u obliku w(r, θ) = P (r)Q(θ). Supstitucijom u jednadzbu (7.136) i separacijom vari-

jabli dobivamo

r2P ′′(r) + rP ′(r)

P (r)= λ,

Q′′(θ)

Q(θ)= −λ, λ ∈ R. (7.138)

Slijedi da funkcije P (r) i Q(θ) zadovoljavaju obicne diferencijalne jednadzbe

r2P ′′(r) + rP ′(r) − λP (r) = 0, 0 < r < a, (7.139)

Q′′(θ) + λQ(θ) = 0, 0 ≤ θ ≤ 2π. (7.140)

Granice θ = 0 i θ = 2π predstavljaju istu tocku na kruznici, stoga Q(θ) zadovoljava

periodicki rubni uvjet Q(0) = Q(2π). Sturm–Liouvilleov problem (7.140) ima rjesenja

za vlastite vrijednosti λn = n2, n = 0, 1, 2, . . . kojima su pridruzene vlastite funkcije

Q0(θ) = A0, n = 0, (7.141)

Qn(θ) = An cos(nθ) + Bn sin(nθ), n = 1, 2, 3, . . . (7.142)

Ovo povlaci da radijalni dio rjesenja zadovoljava jednadzbu

r2P ′′(r) + rP ′(r) + n2P (r) = 0. (7.143)

Za n = 0 rjesenje dobivamo direktnom integracijom,

P0(r) = C0 + D0 ln(r). (7.144)


Za n > 0 rjesenje trazimo u obliku P (r) = rk cime dobivamo indicijalnu jednadzbu

k2 − n2 = 0, odnosno k = ±n. Odavde slijedi da jednadzba ima opce rjesenje

Pn(r) = Cnrn + Dnr−n, n = 1, 2, 3, . . . . (7.145)

Obzirom da trazeno rjesenje nema singularitet u r = 0, koeficijenti Dn iscezavaju pa

dobivamo

P0(r) = C0, n = 0, (7.146)

Pn(r) = Cnrn, n = 1, 2, 3, . . . . (7.147)

Opce rjesenje Laplaceovu jednadzbe na krugu je dano superpozicijom

w(r, θ) =∞∑

n=0

Pn(r)Q(θ) =α0

2+

∞∑

n=1

rn(αn cos(nθ) + βn sin(nθ)

)(7.148)

gdje su α0 = 2A0C0, αn = AnCn i βn = BnCn koeficijenti koji su odredeni rubnim

uvjetom (7.137). Definirajmo funkciju h(θ) = g(a cos(θ), a sin(θ)). Tada iz jednadzbi

(7.137) i (7.148) slijedi

α0

2+

∞∑

n=1

an(αn cos(nθ) + βn sin(nθ)

)= h(θ), 0 ≤ θ ≤ 2π. (7.149)

Ako je h neprekidna i po dijelovima C1 na [0, 2π], onda iz uvjeta h(0) = h(2π) slijedi

da Fourierov red (7.149) konvergira uniformno ka h. Fourierovi koeficijenti su dani sa

αn =1

πan

∫ 2π

0

h(ϕ) cos(nϕ)dϕ, n = 0, 1, 2, . . . , (7.150)

βn =1

πan

∫ 2π

0

h(ϕ) sin(nϕ)dϕ, n = 1, 2, 3, . . . . (7.151)

Time je rjesenje Dirichletovog problema na krugu potpuno odredeno.

7.2.3 Poissonova formula

Relacije (7.148) i (7.150)–(7.151) daju rjesenje Laplaceove jednadzbe na krugu u

obliku beskonacnog reda. Isto rjesenje se moze napisati u integralnoj reprezentaciji

koju nazivamo Poissonova formula. U toj reprezentaciji rjesenje je dano kao integral


po rubu domene funkcije h(ϕ) pomnozene s Poissonovom jezgrom. Supstitucijom

jednadzbi (7.150) i (7.151) u (7.148) dobivamo

w(r, θ) =1

2π

∫ 2π

0

h(ϕ)dϕ +1

π

∞∑

n=1

∫ 2π

0

(r

a

)n

h(ϕ) cos(n(θ − ϕ))dϕ (7.152)

gdje smo koristili identitet cos(n(θ−ϕ)) = cos(nθ) cos(nϕ) + sin(nθ) sin(nϕ). Defini-

rajmo funkcije

fn(ϕ) =(r

a

)n

h(ϕ) cos(n(θ − ϕ)), n ≥ 1. (7.153)

Funkcija h(ϕ) je neprekidna na zatvorenom skupu [0, 2π] pa postoji M > 0 takav da

je |h(ϕ)| ≤ M za svaki ϕ ∈ [0, 2π]. Stoga je fn(ϕ) ogranicena sa

sup0≤ϕ≤2π

|fn(ϕ)| ≤(r

a

)n

M. (7.154)

Red∑∞

n=1

(ra

)nkonvergira za svaki 0 ≤ r < a pa prema Weierstrassovom kriteriju

(7.154) red∑∞

n=1 fn(ϕ) konvergira uniformno na [0, 2π]. Stoga smijemo zamijeniti

integral i sumu u jednadzbi (7.152) sto povlaci

w(r, θ) =1

π

∫ 2π

0

h(ϕ)[12

+∞∑

n=1

(r

a

)n

cos(n(θ − ϕ))]dϕ. (7.155)

Nas sljedeci zadatak je odrediti sumu reda

1

2+

∞∑

n=1

(r

a

)n

cos(n(θ − ϕ)). (7.156)

Definirajmo ρ = r/a, α = θ − ϕ i z = ρeiα. Prema Moivreovoj formuli je zn =

ρn(cos(nα) + i sin(α)) sto povlaci

1

2+

∞∑

n=1

(r

a

)n

cos(n(θ − ϕ)) = Re

(1

2+

∞∑

n=1

zn

)

. (7.157)

Kako je |z| = r/a < 1, geometrijski red konvergira i vrijedi∑∞

n=1 = z/(1− z). Stoga

je1

2+

∞∑

n=1

zn =1 + z

2(1 − z)=

1 − ρ2 + i2ρ sin(α)

2(1 − 2ρ cos(α) + ρ2)(7.158)


pa odvajanjem realnog dijela dobivamo

1

2+

∞∑

n=1

(r

a

)n

cos(n(θ − ϕ)) =1 − ρ2

2(1 − 2ρ cos(α) + ρ2)

=a2 − r2

2(a2 − 2ar cos(θ − ϕ) + r2). (7.159)

Uvrstenjem jednadzbe (7.159) u (7.155) dobivamo Poissonovu formulu

w(r, θ) =1

2π

∫ 2π

0

a2 − r2

a2 − 2ar cos(θ − ϕ) + r2h(ϕ)dϕ. (7.160)

Jednadzba (7.160) daje harmonijsku funkciju w(r, θ) na krugu Ka u ovisnosti o nje-

zinim vrijednostima na rubu domene ∂Ka. Podintegralna funkcija

K(r, ϕ; a, θ) =a2 − r2

a2 − 2ar cos(θ − ϕ) + r2(7.161)

naziva se Poissonova jezgra. Primijetimo da za r = 0 dobivamo teorem srednje

vrijednosti za harmonijske funkcije jer je u ishodistu

w(r = 0) =1

2π

∫ 2π

0

h(ϕ)dϕ =1

2πa

∫

∂Ka

hds. (7.162)

Poissonova jezgra je primjer Greenove funkcije pomocu koje se rjesenje diferencijalne

jednadzbe moze napisati u integralnoj reprezentaciji koja ukljucuje rubne uvjete.

Greenove funkcije za Laplaceovu jednadzbu se mogu konstruirati za razlicite rubne

uvjete i razlicite domene, kako konacne tako i beskonacne.

Documents

Parcijalne diferencijalne jednadˇzbe Skripta–radna verzijamapmf.pmfst.unist.hr/~skresic/PDJ/pdj_skripta_v3.pdfy)2 = 1, nelinearna jednadˇzba prvog reda, (1.10) u xu xxy+ xu y=